Lasers monofréquences à base de GaSb émettant à 2,6
µm pour l’analyse de gaz
David Barat
To cite this version:
David Barat. Lasers monofréquences à base de GaSb émettant à 2,6 µm pour l’analyse de gaz.
Physique [physics]. montpellier; Université Montpellier II - Sciences et Techniques du Languedoc,
2007. Français. �tel-00258628�
HAL Id: tel-00258628
https://tel.archives-ouvertes.fr/tel-00258628
Submitted on 22 Feb 2008
HAL is a multi-disciplinary open access
archive for the deposit and dissemination of scientific research documents, whether they are published or not. The documents may come from
teaching and research institutions in France or
abroad, or from public or private research centers.
L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est
destinée au dépôt et à la diffusion de documents
scientifiques de niveau recherche, publiés ou non,
émanant des établissements d’enseignement et de
recherche français ou étrangers, des laboratoires
publics ou privés.
UNIVERSITE MONTPELLIER II
SCIENCES ET TECHNIQUES DU LANGUEDOC
THESE
pour obtenir le grade de
DOCTEUR DE L'UNIVERSITE MONTPELLIER II
Discipline : Electronique, Optronique et Systèmes
Formation Doctorale : Electronique, Composants et Systèmes
Ecole Doctorale : Information, Structures et Systèmes
~
Lasers monofréquences à base de GaSb émettant à 2,6 µm
pour l’analyse de gaz
~
présentée et soutenue publiquement
par
David BARAT
Le 22 novembre 2007
JURY
Alexeï BARANOV
Philippe ARGUEL
François LARUELLE
Pascale GALL-BORRUT
Aurore VICET
Abderrahim RAMDANE
Yves ROUILLARD
Stephane SCHILT
Directeur de recherche, UM2-IES-CNRS
Maître de conférence, LAAS-CNRS
Directeur de recherche, 3S Photonics
Professeur, UM2-IES-CNRS
Maître de conférence, UM2-IES-CNRS
Directeur de recherche, LPN-CNRS
Maître de conférence, UM2-IES-CNRS
Ingénieur de recherche, IR-Microsystems
Directeur de Thèse
Rapporteur
Rapporteur
Présidente
Codirectrice
Examinateur
Examinateur
Examinateur
Pour toi, Pierre
Remerciements
Cette partie, ayant l’avantage de n’avoir pas de corrections, va me demander un
dernier effort vu le nombre de gens qui ont été là durant ces trois années de
thèse….Encore un plan à faire avec une introduction, des parties argumentées et une
conclusion… Décidemment, la rédaction du mémoire n’est jamais finie….
Mes premiers remerciements s’adressent à Mr François Laruelle et Mr Arguel
Philippe pour avoir accepté d’être mes rapporteurs. Je remercie également Mme Pascale
Gall Borrut, Mr Stéphane Schilt et Mr Abderrahim Ramdane d’avoir participé à mon
jury.
Voilà pour les remerciements officiels, passons maintenant aux autres…
Je commencerais donc par remercier les personnes du laboratoire IES et
particulièrement les gens de l’équipe Composants à NANOstructures pour Moyen
InfraRouge avec, en premier lieu, Mr le professeur Claude Alibert qui m’a permis
d’intégrer ce laboratoire et qui est un exemple pour nous tous.
Ensuite et tu ne m’en voudras pas, j’espère, d’être juste la deuxième personne, je
dois remercier Melle Aurore Vicet qui m’a encadré, supporté et épaulé de mon stage de
DEA jusqu’à aujourd’hui. Je dois avouer que sans sa patience et sa gentillesse de tous
les jours, j’aurais difficilement atteint le bout du tunnel. J’espère que tu resteras telle que
tu es….Je te remercie vraiment du fond du cœur.
Merci aussi au correcteur le plus craint du laboratoire, j’ai nommé Vouvoune (ou
Mr Yves Rouillard pour les non-intimes), pour ses corrections (et il y en a eu !!!), sa
patience et toutes les explications scientifiques qu’il m’a apporté.
Je remercie également mon directeur de thèse officiel Mr Alexeï Baranov qui m’a
beaucoup apporté avec ses corrections et force le respect vu tous les travaux accomplis
tout au long de sa carrière. Merci aussi à Mr Eric Tournié, chef de l’équipe Nanomir,
pour ses conseils et son efficacité.
Ensuite le reste de l’équipe avec encore énormément de personnes….Je commence
donc par la personne qui m’a fait découvrir la joie de la technologie des composants laser,
j’ai nommé notre ingénieur sécurité, Mr Pierre Grech.
Pour pouvoir faire de la techno, il faut évidemment avoir des plaques, c’est pour
cela que je remercie mes fournisseurs officiels Melle Julie Angellier (docteur et supermaman de deux enfants) et Mr Guilhem Boissier (Avé Guilhem).
Ensuite, pour pouvoir faire une thèse il faut des moyens techniques que ce soit des
pièces mécaniques, du café ou tout simplement internet c’est pourquoi je remercie notre
Mr Bricolo, Jean-Marc Aniel (oui je vais bientôt recevoir mon portable !!). Le
remerciement qui vient logiquement par la suite, ne serait ce pour les stylos, feuilles,
souris..Bref la logistique, s’adresse à notre super secrétaire et camarade de café-clope j’ai
nommé Mme Anne Triaire. Merci pour ta simplicité et ton soutien…
Je remercierais par la suite Mr G à savoir Mr Arnaud Garnache pour ton apport
scientifique et ton aide pour les manips. Pour faire un tir groupé je remercie lolo (merci
pour ta gentillesse), Fred (ce n’est pas grave si on a perdu au volley), Philippe (qui
possède le rire le plus bruyant de la région), Yvan, Roland, France et le nouvel arrivant
Thierry (fini ! plus de secrétaire !).
Je finirais par remercier les autres doctorants c'est-à-dire Alain (c’est bien à
Brive ?), Nico, Alban, Thibaut, Arnaud et Olivier en leur souhaitant bien du courage
pour la suite.
Bon l’équipe ca c’est fait ! Mais il reste d’autres équipes…..
Durant mon année d’ATER, j’ai eu le privilège d’enseigner et je tiens donc à
remercier Mme Libourel et Mr Richard Arinero pour leur aide et leur confiance.
Ensuite lorsqu’on fait de la techno à Montpellier on est sensé utiliser les services
de l’Atemi c’est pourquoi je remercie Mr Fréderic Pichot pour toute son aide et ses
explications dans la réalisation et l’apprivoisement de la lithographie ebeam.
Ensuite toujours pour le coté scientifique, je dois remercier toute l’équipe du LPN
(LePeNe pour les habitués) à Marcoussis qui m’a chaleureusement accueilli pour pouvoir
réaliser les fameux lasers DFB. Leur gentillesse m’a fait changé radicalement d’avis sur la
mentalité parisienne (remarque Marcoussis ce n’est pas paris). Je commencerais donc par
remercier Mr Abderrahim Ramdane pour son aide, sa chaleur et son accessibilité (qualité
rare dans ce milieu). Mes remerciements s’adressent ensuite à son bras droit Mr Anthony
Martinez pour m’avoir aidé durant ces séjours. Enfin, un grand merci aux ingénieurs de ce
laboratoire qui m’ont accordé tout leur temps disponible à savoir Mr Kamel Merghem
(merci pour les plaques), Mr Stéphane Guilet (l’ICP n’a presque plus de secret pour moi
maintenant), Mr Luc le Gratiet (Leika-man), Melle Laetitia Leroy (pour sa gentillesse et
sa disponibilité) et bien d’autres car je ne peux pas citer tout le monde.
La dernière équipe scientifique que je dois remercier est l’équipe de l’autre centrale
technologique de France, le LAAS. Mes remerciements s’adressent en particulier à
Mme Françoise Lauze-Dupuis qui m’a accueilli dans son équipe. Merci également à Mme
Sophie Bonnefont et Mr Olivier Gauthier-Lafaye pour leur support tout au long de ces
deux séjours. Enfin un grand merci à Mr Gravure j’ai nommé Jaja (ou Mr Laurent
Jallabert) qui, malgré le temps imparti, a su, avec beaucoup de compétence et de
gentillesse, m’aider à graver mes structures.
Voila, comme je vous l’avais annoncé, ce travail de thèse est vraiment à mon sens un
travail d’équipe c’est pour cela qu’il m’a semblé tres important de n’oublier personne.
Le coté scientifique c’est bien mais une thèse c’est quand même trois années de
recherche où on perd ces repères et où on ne sait pas trop où on va… C’est pour cela que
je dois remercier l’association Contact qui a bien rempli son rôle et m’a guidé et aidé à
garder le moral tout au long de ma thèse. L’association c’est bien sûr une équipe menée de
main de maître par sa directrice Mme Catherine Morales à qui j’adresse tout d’abord mes
remerciements. A travers divers événements et en étant en plus trésorier pendant une
année (Méfiez vous qu’il disait…) j’ai pu rencontrer des personnes pleins de qualité que je
vais remercier maintenant. Merci en particulier à Christelle pour ta générosité et d’avoir
été la. Merci ensuite à tous les copinous (celui qui se moque, gare à lui !!) à savoir pour les
plus importants (car il faut faire une sélection) le p’tit lutin Mélanie, Audrey, Sarah (et
Mike bien sûr), Lala, Chacha, le vétéran Fabrice, Laetitia, Julie et bien bien d’autres. Un
grand merci à vous !!!
Enfin et j’avoue que j’aime bien garder le meilleur pour la fin, je remercie les très très
proches pour leur soutien, leur patience (j’ai vraiment un sale caractère) et leur amour à
savoir mon p’tit pandipanda Steph, Christophe (HOuuuuu !), mon p’tit lapin (merci pour
avoir toujours les mots justes), Philou (Ma pauvre !) et toute ma famille que je ne peux citer
en détails mais qui se reconnaitront très certainement.
Cette thèse a été, à mon sens, un travail d’équipe et surtout une expérience
humaine très enrichissante qui, grâce à la disponibilité et la gentillesse des gens que j’ai pu
rencontrer, a été possible…
Table des matières
Introduction…………………………………………………………15
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs et l’analyse de gaz
1
2
23
Introduction.............................................................................. 25
Les lasers à semi-conducteurs.................................................. 26
Définition................................................................................................................. 26
Principe de fonctionnement du laser .................................................................... 27
2.2.1 Interactions entre rayonnement et matière....................................................... 27
2.2.2 Seuil de transparence, inversion de population................................................ 28
2.2.3 Cavité laser .......................................................................................................... 29
2.2.4 Oscillation laser .................................................................................................. 30
2.2.5 Gain du milieu et Spectre laser .......................................................................... 31
2.3
Propriétés spécifiques des lasers sur substrat GaSb ........................................... 32
2.3.1 Lasers de type I ................................................................................................... 32
2.3.2 Structure générale d’un laser et paramètre de maille....................................... 33
2.3.3 Propriétés des lasers Fabry-Pérot ..................................................................... 34
2.1
2.2
3
La spectroscopie d’absorption par diodes laser accordables .. 35
Principe.................................................................................................................... 35
Méthode développée au laboratoire ...................................................................... 37
Propriétés spécifiques des lasers pour l’analyse de gaz....................................... 38
3.3.1 Longueur d’onde................................................................................................. 38
3.3.2 Largeur de raie et monochromaticité................................................................ 39
3.3.3 Accordabilité ....................................................................................................... 39
3.4
Etat de l’art des lasers monofréquences pour une émission entre 2 et 3 µm...... 40
3.1
3.2
3.3
4
Conclusion ................................................................................ 42
Chapitre 2: Les lasers Fabry-Pérot
43
1 Introduction.............................................................................. 45
2 L’épitaxie par jets moléculaires................................................ 46
3 Optimisations technologiques pour une émission
monofréquence............................................................................... 47
3.1
3.2
Emission monomode transverse ........................................................................... 47
Emission monomode latérale ................................................................................ 48
3.2.1 Définition et paramètres critiques..................................................................... 48
11
3.2.2
3.3
4
Etapes Technologiques............................................................ 56
4.1
4.1.1
4.1.2
4.2
4.3
5
Application au procédé du laboratoire.............................................................. 50
Emission monomode longitudinale ...................................................................... 55
Réalisation du ruban laser...................................................................................... 56
Lithographie optique.......................................................................................... 56
Gravure humide .................................................................................................. 56
Isolation électrique ................................................................................................. 62
Dépôts métalliques, amincissement et montage.................................................. 62
Conclusion ................................................................................ 63
Chapitre 3: Le laser DFB
1
2
65
Introduction.............................................................................. 67
Introduction au laser DFB ....................................................... 68
Principe de fonctionnement................................................................................... 68
Analyse des lasers DFB par la théorie des modes couplés.................................. 69
2.2.1 Equation des modes couplés ............................................................................. 69
2.2.2 Ecriture matricielle ............................................................................................. 70
2.2.3 Résolution matricielle......................................................................................... 71
2.2.4 Description des modes DFB.............................................................................. 73
2.3
Fabrication .............................................................................................................. 76
2.1
2.2
3
Le laser DFB à couplage latéral ............................................... 77
Définition................................................................................................................. 77
Etat de l’art .............................................................................................................. 78
Principe de fonctionnement................................................................................... 80
3.3.1 Couplage par l’indice.......................................................................................... 81
3.3.2 Couplage par le gain........................................................................................... 81
3.3.3 Expression du coefficient de couplage ............................................................. 82
3.4
Fabrication des lasers DFB à couplage latéral ..................................................... 84
3.4.1 Réalisation du ruban laser.................................................................................. 85
3.4.2 Réalisation du réseau latéral .............................................................................. 89
3.1
3.2
3.3
4
Conclusion ................................................................................ 93
Chapitre 4: Performances des composants et transfert
technologique
1
2
95
Introduction.............................................................................. 97
Les résultats laser ..................................................................... 98
Caractérisations des diodes laser........................................................................... 98
Propriétés électriques ......................................................................................... 98
Divergence du faisceau .................................................................................... 101
Propriétés spectrales......................................................................................... 102
Propriétés thermiques ...................................................................................... 107
2.2
Résultats de la technologie classique.................................................................. 110
2.2.1 Bilan électrique ................................................................................................. 110
2.2.2 Bilan spectral..................................................................................................... 112
2.1
2.1.1
2.1.2
2.1.3
2.1.4
12
Résultat de la technologie DFB ........................................................................... 115
2.3.1 Bilan électrique ................................................................................................. 115
2.3.2 Bilan spectral..................................................................................................... 116
2.4
Conclusion............................................................................................................. 118
2.3
3
Transfert technologique .......................................................... 119
3.1
3.2
3.3
3.4
Matériels et méthode ............................................................................................ 120
Définition de la dose............................................................................................. 120
Protocole de test.................................................................................................... 121
Résultats ................................................................................................................ 122
3.4.1 Optimisation de la dose ................................................................................... 122
3.4.2 Paramètres critiques ......................................................................................... 122
4
Conclusion ...............................................................................124
Conclusion et perspectives………………………………...……...125
Bibliographie………………………………………………………131
13
14
Introduction
Introduction
15
Introduction
16
Introduction
Le moyen infrarouge (MIR), couvrant la gamme de longueurs d’onde de 2 à 12 µm, est un
domaine spectral présentant de nombreux intérêts. Les fenêtres de transparence de l’atmosphère
centrées autour de 2,3 µm, 4,0 µm et 10,4 µm sont exploitées par des applications faisant usage de
lasers de puissance comme les télécommunications en espace libre ou les contre-mesures
infrarouges. D’autre part, les raies d’absorption de nombreux gaz polluants (CH4, CO2, CO…),
présentes dans ce domaine spectral (cf. Figure 1), peuvent être analysées par spectroscopie
d’absorption par diodes laser accordables, ce qui peut être mis à profit dans des applications telles
que la surveillance de pollution ou l’aide au diagnostic médical. La réalisation de sources lasers,
destinées à ces applications, est un des principaux sujets d’investigation du groupe NANOMIR
du laboratoire IES où j’ai effectué ce travail de thèse.
Longueur d'onde (µm)
108 6
4
2
1E-15
1E-24
-1
-2
Force de raies (cm /mol.cm )
1E-16
1E-22
1E-20
1E-17
1E-18
1E-18
1E-19
H2O
CO2
1E-20
1E-21
NH3
CH4
HCl
HF
H2S
CO
SO2
1E-22
1E-23
1E-24
1E-25
1000
2000
3000
4000
5000
6000
7000
8000
9000
10000
-1
Nombre d'onde (cm )
Figure 1 : Intensité des raies d’absorption de différents gaz entre 1 et 10 µm
avec les fenêtres de transparence de l’atmosphère [Rothman 2001].
17
Introduction
Pour atteindre ces longueurs d’onde, les matériaux à base de GaAs ou d’InP, utilisés pour
le stockage optique et les télécommunications, ne peuvent être utilisés pour réaliser les diodes
laser. Il faut, soit utiliser des matériaux III-V à plus petit gap (GaSb ou InAs), soit changer de
filière de matériaux et utiliser des composés IV-VI (PbSnSe, PbSe…) comme l’illustre la Figure
suivante.
Figure 2 : Schéma représentant les longueurs d’onde laser obtenues suivant les différentes
filières de matériaux [Werle 2002].
De plus, pour couvrir entièrement ce domaine spectral, les lasers présentent des types de
structures différentes (puits quantiques de type I, de type II, lasers cascade…). La Figure suivante
présente un état de l’art, au début de ce travail de thèse, des lasers à semi-conducteurs entre 2 et 5
µm suivant le type de zone active.
500
450
400
Temperature (K)
350
300
250
200
150
100
50
0
QW type I
Double hétérostucture
QW type II
W type II
Laser à cascade Interbandes
Laser à cascade Intrabandes
IV-VI
Régime pulsé
2.0 2.2 2.4 2.6 2.8 3.0 3.2 3.4 3.6 3.8 4.0 4.2 4.4 4.6 4.8 5.0
Longueur d'onde (µm)
Figure 3 : Etat de l’art des lasers émettant dans l’infrarouge entre 2 et 5 µm. Les carrés
représentent un fonctionnement en continu et les étoiles un fonctionnement en pulsé.
18
Introduction
Comme on peut le constater, dans la fenêtre 2 -3 µm, le fonctionnement laser, en continu
et à température ambiante, est essentiellement assuré par la filière antimoniure avec des diodes
lasers à puits quantiques de type I, de type II et des doubles hétérostructures. La longueur d’onde
maximale, pour les diodes à puits quantiques de type I, est obtenue à 3,04 µm par l’équipe du
Walter Schottky Institut de Munich avec des puits quantiques en GaInAsSb sur GaSb [Lin 2004] et
pour les puits quantiques II, elle est obtenue à 2,63 µm par l’équipe de l’IES [Cuminal 1999].
L’émission laser au delà de 3 µm est assurée avec d’autres types de structure comme les
lasers aux sels de plomb (IV-VI), les lasers W de type II et enfin les lasers à cascade quantique.
Les lasers à cascade quantique interbande (ICL), qui combinent l’effet cascade et les
transitions interbandes dans la filière antimoniure, permettent de couvrir le domaine spectral de
3,1 à 3,8 µm. Au début de cette thèse, ces composants lasers, réalisés essentiellement par les
équipes du JPL (Jet Propulsion Laboratory) et du NRL (Naval Research Laboratory), fonctionnaient en
continu mais pour des températures très inférieures à l’ambiante.
Enfin, en ce qui concerne les lasers à cascade quantique intrabandes (QCL), qui utilisent
des transitions entre deux états confinés de la bande de conduction, les efforts se poursuivent
pour atteindre les courtes longueurs d’onde. Pour un fonctionnement à température ambiante et
en régime pulsé, la plus courte longueur d’onde obtenue, au début de ce travail de thèse, était de
3,58 µm [Faist 1999] pour une structure en InGaAs/AlInAs sur substrat InP.
C’est dans ce contexte scientifique que le groupe “Composants à nanostructures pour
moyen infrarouge” (NANOMIR) du laboratoire IES (Institut d’Electronique du Sud) s’est forgé
une expérience depuis plus de trente ans. La principale activité de recherche est la réalisation et
l’étude de composants optoélectroniques (émetteurs et détecteurs) reposant sur des
nanostructures de semi-conducteurs à base d’antimoniures (GaSb, AlSb, InAs et leurs alliages).
Les divers composants, réalisés par épitaxie par jets moléculaires, sont les suivants :
• Diodes laser à puits quantiques pour émission de puissance ou pour l’analyse de gaz
• Lasers émettant par la surface à microcavité (VCSEL) ou à cavité externe (VECSEL)
• Lasers à Cascade Quantique (QCL) InAs/AlSb
• Boîtes quantiques pour lasers infrarouge à très faible seuil
• Détecteurs pour imagerie infrarouge
L’application principale de ces composants est l’analyse de polluants dans l’atmosphère
principalement entre 2 et 3 µm par la technique de spectroscopie d’absorption par diodes lasers
accordables (SDLA). En utilisant les fenêtres de transparence de l’atmosphère, un système de
19
Introduction
spectroscopie infrarouge permet de détecter l’absorption de la lumière par des molécules comme
par exemple le CH4, le CO et le NH3. Ce système peut s’avérer très utile pour le contrôle de
pollution, le suivi de procédés industriels ou certaines études de l’atmosphère.
Ce travail de thèse s’est effectué dans le cadre d’un contrat avec le CNES (Centre
National d’Etudes Spatiales, Toulouse) en collaboration avec le LPN (Laboratoire de Photonique
et Nanostructures, UPR 20, Marcoussis) visant à réaliser des diodes lasers à 2,63 µm et 2,65 µm.
La réalisation de ces diodes lasers à puits quantiques de type I a pour objectif la mesure
du dioxyde de carbone à partir de ballons stratosphériques sur Terre (λ=2,65 µm) et la mesure
des isotopes de l’eau et du dioxyde de carbone (λ=2,63 µm) sur la planète Mars. Ces gaz
présentent en effet des raies d’absorption intenses à ces longueurs d’onde (cf. Figure 4 et tableau
1).
4 3.8 3.6 3.4
Longueur d'onde (µm)
3.2
3
2.8
2.6
2.4
1E-18
-1
-2
Force de raies (cm /mol.cm )
1E-19
1E-20
H2O
CO2
1E-21
1E-22
1E-23
1E-24
1E-25
2500
3000
3500
4000
4500
-1
Nombre d'onde (cm )
Figure 4 : Forces de raies de la vapeur d’eau et du dioxyde de carbone entre 2 et 4 µm.
Molécules
Région spectrale
d’absorption
Absorption
H218O
2,6 μm
2.10-2
H217O
2,6 μm
2.10-3
HDO
2,65 μm
8.10-4
13
CO2
2,68 μm
10-4
16
O12C18O
2,5-2,6 μm
10-3
16
2,68 μm
10-3
O12C17O
Tableau 1 : Absorptions des isotopes de l’eau et du dioxyde de carbone dans
l’atmosphère martienne (P~ 7 mbar, T ~210 K) obtenues par simulation pour
un chemin absorbant de 10 m [Durry 2004].
Une autre application à ces longueurs d’onde a fait l’objet d’un contrat de collaboration
entre les équipes pluridisciplinaires de l’INRA (Institut Scientifique de Recherche Agronomique,
20
Introduction
UMR R&S, Montpellier), du LMGC (Laboratoire de Mécanique et de Génie Civil, Université
Montpellier 2) et de l’IES.
Ce contrat Biostic, visant la fabrication d’une sonde infrarouge, a pour objectif la mesure
des échanges gazeux (CH4, l’H2O, CO2…) dans la rhizosphère pour mieux comprendre son
fonctionnement. Un autre objectif de cette sonde est l’étude des flux de vapeur d’eau dans les
sols arides dans le but d’optimiser l’irrigation des terres africaines comme au Burkina Faso.
La sensibilité et la sélectivité de l’analyse de gaz par spectroscopie d’absorption par diodes
lasers accordables implique que les diodes laser, utilisées dans le système, doivent présenter un
certain nombre de propriétés spécifiques. Les composants laser doivent fonctionner, de
préférence, en continu et à température ambiante et avoir une émission sur un seul mode. Elles
doivent aussi présenter une faible largeur de raie (Δν=quelques mégahertz), un rapport de
suppression des modes secondaires important (SMSR>25 dB) et une accordabilité en continu
suffisante (Δλ≈1 nm) pour pourvoir balayer spectralement les raies de gaz à analyser.
Les lasers à puits quantiques de type I, fabriqués classiquement au laboratoire, ne
présentaient, au début de ce travail de thèse, qu’une émission maximale à 2,6 µm avec un
fonctionnement monomode uniquement sous certaines conditions de température et de courant
pour une technologie à ruban large.
La problématique de ce travail de thèse est donc d’améliorer et de développer de
nouveaux procédés technologiques de fabrication pour des diodes lasers à ruban étroit afin de
pouvoir obtenir un comportement monomode systématique avec une émission laser au dessus de
2,6 µm. Ce mémoire, qui rapporte les travaux effectués au sein de l’IES pendant ces trois années
de recherche, se divise en quatre chapitres.
Le premier chapitre présente le principe de fonctionnement d’un laser à semi-conducteur
en établissant les équations de fonctionnement. Les propriétés des lasers sur GaSb du laboratoire
sont exposées par la suite. Cette partie se termine par la présentation de la méthode d’analyse de
gaz utilisée et par un état de l’art des différentes technologies laser permettant une émission
monofréquence.
Le deuxième chapitre présente, en détail, les étapes de fabrication des lasers du laboratoire
de l’épitaxie par jets moléculaires au montage du composant sur son embase. Une optimisation
des paramètres de croissance et de technologie pour favoriser un comportement monofréquence
est présentée par la suite. Enfin, les améliorations technologiques apportées au procédé de
fabrication sont présentées.
21
Introduction
Ce manuscrit se poursuit par la présentation de la nouvelle technologie mise en place en
collaboration avec le LPN, la technologie DFB. Apres une introduction sur la théorie des modes
couplés et sur les conditions d’émission pour un laser DFB à couplage latéral, ce chapitre expose
les étapes de fabrication d’un tel laser effectuées au LPN au cours de plusieurs missions.
Avant de conclure, un quatrième chapitre porte sur l’ensemble des résultats obtenus
durant ce travail de thèse. Les résultats sur les composants DFB et non DFB sont présentés avec
une étude des propriétés électriques, spectrales et thermiques. Ce chapitre se termine par un bilan
sur les essais de transfert technologique du procédé DFB, mis au point au LPN, avec les moyens
techniques du laboratoire de Montpellier.
22
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
Chapitre 1
Les lasers à semi-conducteurs
pour l’analyse de gaz
23
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
24
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
1 Introduction
Pour une émission dans l’infrarouge, les lasers à semi-conducteurs peuvent être composés
de différents matériaux principalement à base de composés III-V (GaAs, InP, GaSb) ou de
composés IV-VI (PbSe, PbTe…).
Les types de structures sont nombreuses avec les lasers à puits quantiques de types I, II
et III, les doubles hétérostructures ou les lasers à cascade quantique.
Enfin le caractère monofréquence de l’émission laser peut être obtenu par diverses
technologies comme, par exemple, les structures DFB, les VCSELs ou les cavités externes.
Parmi tous ces paramètres, les diodes lasers pour l’analyse de gaz et la détection de
polluants doivent présenter un certain nombre de propriétés électriques et spectrales bien
spécifiques.
Pour préciser le cadre de cette thèse, ce chapitre est consacré tout d’abord à quelques
rappels théoriques sur les lasers à semi-conducteurs. Ensuite seront présentées, les propriétés
spécifiques des lasers, sur substrat GaSb, fabriqués au laboratoire. L’analyse de gaz par
spectroscopie d’absorption par diodes laser accordables sera présentée par la suite. Enfin, un état
de l’art des lasers monofréquences, émettant entre 2 et 3 µm, sera exposé pour illustrer l’intérêt
de ce travail.
25
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
2 Les lasers à semi-conducteurs
Après la découverte en 1917, par Einstein, du phénomène de l’émission stimulée, le
premier fonctionnement laser est obtenu en 1960 grâce à un laser solide avec un cristal de rubis
[Maiman 1960].
En ce qui concerne les lasers à semi-conducteurs, qui sont le sujet de cette thèse, Basov
établit en 1959 leur principe [Basov 1960]. A la différence des lasers à gaz ou des lasers solides,
l’amplification de la lumière est assurée par un milieu actif composé de semi-conducteurs et le
premier fonctionnement est obtenu en 1962 avec une homojonction sur GaAs [Hall 1962]. Un
peu plus tard en 1977, grâce à l’épitaxie par jets moléculaires, les lasers à semi-conducteurs à
multi-puits quantiques voient le jour [Dupuis 1978]. A la différence des lasers à double
hétérostructure, ces derniers présentent une densité d’état abrupte permettant d’obtenir des
densités de courant de seuil plus faibles. Ces composants, développés au laboratoire, présentent
aussi des pertes internes réduites.
2.1
Définition
La diode LASER (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation) est une jonction P-
N un peu particulière. En effet, dans le cas des lasers à semi-conducteurs à multi-puits
quantiques, on insère entre les régions P et N, des couches minces d’un matériau semiconducteur à petit gap (puits quantiques) confinées dans la matrice d’un matériau semiconducteur à plus grand gap (barrières).
Ainsi, si on dépose des épaisseurs de l’ordre de quelques nanomètres de ces couches,
l’énergie des particules se trouve quantifiée dans la direction de croissance et on parle alors de
puits quantique. On juxtapose en général plusieurs puits quantiques pour former la zone active
du laser. Les électrons et les trous provenant des régions N et P tombent dans ces puits de
potentiel et remplissent les différents niveaux d’énergie disponibles. Quand leur densité est
suffisamment élevée, le seuil laser est atteint (cf. Figure 1.01).
Barrière
Puits quantique
E
BC
eP
N
h
Niveaux
discrets
BV
d
Figure 1.01 : Zone active du laser.
26
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
Pour déterminer le nombre optimal de puits dans nos structures pour une émission à 2,65
µm, une étude [Rouillard 2005] a été effectuée au sein de notre laboratoire. Il est apparu que pour
des cavités laser de longueur inférieure à 1000 µm, le nombre optimal de puits est de deux.
2.2 Principe de fonctionnement du laser
Le laser est un oscillateur optique. Il est composé d’un milieu amplificateur, ici un semiconducteur, placé dans une cavité qui joue le rôle de résonateur. Cette cavité assure la réinjection
en phase vers le milieu amplificateur du signal amplifié. (cf. Figure 1.02)
o
Figure 1.02: Schéma de principe d’un laser à semi-conducteurs à
pompage électrique.
2.2.1 Interactions entre rayonnement et matière
L’effet laser repose sur l’interaction du milieu amplificateur avec le rayonnement
électromagnétique par le biais de trois phénomènes.
9 Le phénomène aléatoire d’émission spontanée qui se traduit par la recombinaison
d’un électron d’un niveau énergétique haut E2 avec un trou d’un niveau énergétique bas E1 et par
l’émission d’un photon d’énergie hν.
9 Le phénomène d’absorption se traduisant par l’absorption d’un photon hν et la
promotion d’un électron d’un niveau bas E1 à un niveau haut E2.
9 Le phénomène d’émission stimulée qui est la recombinaison d’un électron d’un
niveau haut E2 avec un trou d’un niveau bas E1 induite par un photon sans transfert d’énergie.
Cette recombinaison particulière va entraîner l’émission d’un photon ayant les mêmes propriétés
que le photon incident (même fréquence, même direction de propagation, même polarisation et
même phase).
27
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
Ce dernier phénomène est à la base de l’amplification de la lumière et donc du
fonctionnement laser (cf. Figure 1.03).
(a)
(c)
(b)
E
hν
hν
E
Figure 1.03 : Interactions mises en jeu dans le milieu amplificateur :
(a) l’émission spontanée, (b) l’absorption et (c) l’émission stimulée.
2.2.2 Seuil de transparence, inversion de population
Dans un semi-conducteur, à l’équilibre thermodynamique, la très grande majorité des
états électroniques de la bande de valence sont occupés par des électrons (cf. Figure 1.04). Lors
du pompage, des électrons sont injectés dans la bande de conduction et des trous dans la bande
de valence. Les pseudos niveaux de Fermi EFc et EFv pénètrent respectivement dans ces bandes.
Pour un puits quantique, lorsque les pseudos niveaux de Fermi atteignent les premiers
niveaux quantifiés E1 et HH1, on atteint le seuil de transparence :
E1 - HH1 = Efc − E fv
E
E
(1.01)
E
(c)
(b)
(a)
Lw
E2
Eg
E2
E2
E1
E1
EFc
EFc
EFc= EFv
HH1
HH1
HH2
HH2
HH1
EFv
HH2
z
z
EFv
z
Figure 1.04 : Profils énergétiques dans un puits quantique : (a) à l’équilibre
thermodynamique, (b) à la transparence et (c) après la transparence.
L’inversion de population commence à partir de ce seuil et les électrons sur les niveaux
quantiques de la bande de conduction sont de plus en plus nombreux. Les photons d’énergie hν
28
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
supérieure à l’énergie de bande interdite Eg subissent alors une amplification optique d’après la
condition de Bernard-Duraffourg [Bernard 1961] suivante:
Eg < hν < EFc − EFv
(1.02)
2.2.3 Cavité laser
Une fois l’inversion de population atteinte, un faisceau lumineux amplifié naît dans la
cavité Fabry-Pérot. Cette cavité, composée de deux miroirs plans parallèles semi-réfléchissants va
permettre à l’onde de faire des allers et retours et d’être amplifiée (cf. Figure 1.05).
I0
I0exp(g-αi)L
I0R2exp(2(g-αi)L)
I0R2exp(g-αi)L
I0R1R2exp(2(g-αi)L)
R1
R2
L
x
Figure 1.05 : Cavité Fabry-Pérot, R1 et R2 représentent les
pouvoirs réflecteurs de la cavité.
D’après la loi de Beer-Lambert, on peut établir l’équation de l’intensité de l’onde
lumineuse après un aller-retour dans la cavité :
I R1R 2 (2L) = I0 * R 1 * R2 * exp[2( g − α i ) L]
Avec:
(1.03)
IR1R2: Intensité du faisceau lumineux après un aller-retour (Candela).
I0: Intensité avant amplification du faisceau lumineux (Candela).
R1 et R2 : Pouvoirs réflecteurs des miroirs de la cavité (R1=R2= 30%).
g : Gain du milieu amplificateur (cm-1).
α i : Pertes intrinsèques du matériau (cm-1).
L : Longueur de la cavité (cm).
On peut écrire les pertes de la cavité de la façon suivante :
α = αi + α m
(1.04)
29
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
Avec :
α m = 1 *ln[ 1 ] : Pertes aux miroirs ou pertes Fabry-Pérot (cm-1).
2L
R1*R2
R1 et R2 : Pouvoirs réflecteurs des faces de la cavité.
α i : Pertes intrinsèques du matériau (cm-1).
Si on exprime le champ électrique de l’onde électromagnétique après un aller-retour dans
le milieu amplificateur [Rosencher 2002], on a :
ER1R 2 (t) = E0 * r1 * r2 * eiwt * e( g −α i ) L * e2ikL
Avec:
(1.05)
ER1R2(t): Champ électrique après un aller-retour dans la cavité (V/m).
E0: Amplitude du champ au départ (V/m).
r1 et r2 : Coefficients de réflexion des faces de la cavité(R~ r2).
e( g −α i ) L : Facteur de gain correspondant au passage dans le milieu amplificateur.
ei2kL: Déphasage induit par le trajet, k le vecteur d’onde (m-1).
Ainsi, le champ électrique résultant de la somme de toutes les ondes se propageant dans la
cavité et correspondant aux interférences constructives devient :
E = E0
eiwt
1 − r1 * r2 * e( g −α i ) L * ei 2 kL
(1.06)
2.2.4 Oscillation laser
Lorsque le champ électromagnétique devient divergent, c’est à dire que le dénominateur
de l’équation (1.06) s’annule, on atteint la condition d’obtention de l’oscillation laser. Ceci conduit
à deux conditions.
2.2.4.1
Condition sur le gain
Pour avoir amplification laser, le gain g du milieu doit être supérieur aux pertes α de la
cavité, on obtient d’après l’équation (1.06) l’inégalité suivante :
r1 * r2 * e( g −α i ) L > 1
soit g>gth avec :
gth = α i −
Avec :
1
ln( R1 * R2 )
2L
gth : Gain au seuil
R1 et R2 : Pouvoirs réflecteurs des faces de la cavité
30
(1.07)
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
2.2.4.2 Condition sur la phase
Pour que le champ diverge, la condition imposée à la phase est la suivante :
e2ikL=1
donc 2kL = 2mπ or k =
2πn eff
λ
Ainsi on trouve:
2neff L = mλ
Avec :
(1.08)
m : Numéro du mode.
neff : Indice effectif du mode
λ: Longueur d’onde (μm).
Si on différencie λ par rapport à m en supposant que l’indice effectif neff est indépendant
de la longueur d’onde dans le domaine spectral d’étude, on obtient l’intervalle spectral libre Δλ
c’est à dire l’intervalle entre deux modes longitudinaux consécutifs :
Δλ =
λ2
(1.09)
2neff L
La cavité sera résonnante pour tous les modes vérifiant ces deux conditions, le spectre de
cette cavité est donc un peigne de Dirac donc les pics sont espacés de la quantité Δλ.
2.2.5 Gain du milieu et Spectre laser
Pour une injection nulle, le matériau est absorbant (g<0). Plus on augmente le pompage
plus le gain croit jusqu’à atteindre la valeur des pertes de la cavité : c’est le seuil laser (cf. Figure
1.06). C’est à partir de ce moment qu’il y a amplification laser.
Gain (cm-1)
Gain ≥ α (seuil laser)
α
E(eV)
n
Figure 1.06 : Evolution du gain en fonction de l’énergie à injections
de courant n croissantes. L’ intersection avec les axes des abscisses
se fait pour E=EFc-EFv.
31
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
Au delà du seuil laser, lorsque le pompage augmente, la densité de porteurs sature, le gain
n’augmente plus alors que la densité de photons émis ne cesse d’augmenter : on parle alors de
clampage du gain.
Le spectre laser résultant est la convolution du spectre de gain du milieu amplificateur
avec le spectre de résonance de la cavité (cf. Figure 1.07). Le mode émis théoriquement est celui
qui correspond au maximum de la courbe de gain.
Enveloppe correspondant au
gain du milieu
Modes longitudinaux
Δλ
Figure 1.07 : Schéma du spectre laser d’une cavité Fabry-Pérot.
2.3 Propriétés spécifiques des lasers sur substrat GaSb
Les diodes lasers évoquées dans ce manuscrit sont fabriquées par épitaxie par jets
moléculaires sur substrat GaSb au sein de l’équipe NANOMIR du laboratoire IES. Ce sont des
structures à multi-puits quantiques contraints à confinement séparé réalisées à partir de matériaux
III-V permettant d’obtenir des diodes lasers à émission par la tranche pour des longueurs d’onde
dans le moyen infrarouge comprises entre 2 et 3 µm. Les premiers lasers de ce type ont vu le jour
en 1992 [Choi 1992].
2.3.1 Lasers de type I
Les lasers à puits quantiques peuvent être de trois types suivant les matériaux utilisés lors
de la croissance et donc suivant la discontinuité des bandes à l’interface des deux matériaux (cf.
Figure 1.08).
(a)
(c)
(b)
Ec
ΔEc<0
ΔEc<0
ΔEc<0
EcQW>EvB
ΔEv>0
Ev
ΔEv<0
ΔEv>0
Figure 1.08 : Raccordements de bandes pour des hétérostructures de type I (a), de type II (b) et
de type III (c). EcQW et EvB représentent respectivement le niveau de la bande de conduction du
puits quantique et le niveau de la bande de valence de la barrière.
32
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
Les lasers de type I ont des électrons et des trous spatialement localisés dans les puits
quantiques, le recouvrement des fonctions d’onde des électrons et des trous est élevé. Nos
structures sont de ce type avec du GaInAsSb pour les puits et de l’AlGaAsSb pour les barrières.
Les lasers de type II et III présentent des électrons spatialement localisés dans les puits
quantiques mais les trous sont dans la bande de valence de la barrière. Le recouvrement des
fonctions d’onde des électrons et des trous y est faible. Les recombinaisons radiatives sont donc
moins probables que dans les puits de type I.
2.3.2 Structure générale d’un laser et paramètre de maille
Pour une émission à une longueur d’onde de 2,65 µm, la zone active de ces lasers est
composée de deux puits quantiques et d’une barrière.
Toutes les couches, à l’exception des puits, sont en condition d’accord de maille sur le
substrat en GaSb de paramètre de maille 6.1 Å [Milnes 1993]. L’accord de maille est nécessaire
pour éviter les dislocations des couches de la structure qui génèrent une augmentation du taux de
recombinaisons non-radiatives et donc du courant de seuil. Ainsi, on prend soin de garder le
désaccord des couches de recouvrement (claddings) et des barrières en AlxGa1-xAsySb1-y de sorte
qu’on se déplace sur le rectangle (a) de la Figure 1.09 [Lazzari 1993]. On utilise un léger désaccord
de maille (de 0 à 2%, typiquement de 1,5 %) pour les puits quantiques qui sont contraints en
compression de sorte qu’on se déplace sur la surface (b) de la Figure 1.09. Ceci permet
notamment une diminution du courant de transparence et donc du seuil laser [Angellier 2006].
Figure 1.09 : Energie de bande interdite en fonction du paramètre de maille pour les matériaux III-V.
La composition et l’épaisseur des couches utilisées dans nos structures laser seront
détaillées dans le prochain chapitre.
33
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
2.3.3 Propriétés des lasers Fabry-Pérot
Les propriétés électriques et optiques typiques des diodes lasers à semi-conducteurs de
type I, sur substrat GaSb, sont illustrées dans le tableau suivant. Ce sont des composants à rubans
étroits présentant une longueur de cavité de l’ordre de 600 µm.
Valeurs typiques
Paramètres
Courant de seuil
50-70
Ith (mA)
Tension de coude
1-2
Vd (V)
Résistance série
≈4
Rs (Ω)
Rendement quantique externe
30
ηd (%)
Température caractéristique
50 à 100
T0 (K)
Puissance optique maximale
5 à 10
Pmax (mW)
Transverse et latérale. Longitudinale sous
Emission monomode
certaines conditions de courant et de
température
Taux d’accordabilité en courant
0.04
Δλ/ΔI (nm/mA)
Taux d’accordabilité en température
0.2
Δλ/ΔT (nm/°C)
Tableau 1.01 : Propriétés typiques des diodes lasers à ruban étroit sur GaSb de type I.
Ce sont des diodes peu puissantes (P< 10 mW), présentant une émission monomode
uniquement dans la direction transverse et latérale. Le caractère monomode dans la direction
longitudinale n’est observable que sous certaines conditions de température et de courant. On
verra, dans le prochain chapitre, que cette particularité est liée à l’inhomogénéité de la courbe de
gain de la zone active.
34
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
3 La spectroscopie
accordables
d’absorption
par
diodes
laser
Depuis quelques années, dans le cadre des politiques de développement durable, la
communauté scientifique s’intéresse de plus en plus aux problèmes liés à la pollution et la sécurité
industrielle. De nouveaux dispositifs ont été conçus pour mesurer et contrôler les émissions de
gaz dans l’atmosphère. Plusieurs méthodes non optiques existent déjà comme la chromatographie
en phase gazeuse, la calorimétrie ou les capteurs électrochimiques. Leurs principaux
inconvénients sont leur encombrement, l’absence de sélectivité des espèces gazeuses et leur prix.
Avec l’émergence des micro et nano technologies et la recherche de dispositifs à moindre
coût, la spectroscopie d’absorption par diodes lasers accordables (SDLA), méthode optique
existant depuis une trentaine d’années, a été adaptée à la mesure de polluants.
Cette méthode, née au départ avec des lasers à sels de plomb, est une alternative intéressante
aux dispositifs non optiques de part sa sensibilité et sa sélectivité.
3.1
Principe
La spectroscopie d’absorption par diodes lasers accordables se base sur le fait que les
molécules gazeuses présentent des raies d’absorption à des longueurs d’onde bien précises dans
l’infrarouge [Rothman 2005] (cf. Figure 1.10).
Longueur d'onde (µm)
3
2.8
2.6
2.4
2.2
2
1E-15
Fenetre de transparence
de l'atmosphère
1E-17
1E-18
CO2
H2O
HF
1E-19
-1
-2
Force de raies (cm /mol.cm )
1E-16
1E-25
1E-24
1E-23
1E-22
1E-21
1E-20
1E-19
1E-18
1E-17
CO
1E-20
NH3
1E-21
CH4
SO2
1E-22
1E-23
1E-24
1E-25
3500
4000
4500
5000
-1
Nombre d'onde (cm )
Figure 1.10 : Intensité des raies d’absorption d'espèces gazeuses entre 2 et 3 µm. La vapeur d’eau et le
dioxyde de carbone sont portés en échelle inverse.
Cette méthode permet de détecter et de quantifier la présence d’un gaz en mesurant
l’absorption par une espèce gazeuse de la lumière émise par un laser. En général, la variation de
35
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
longueur d’onde nécessaire est obtenue en injectant dans le laser une rampe de courant qui
s’accompagne d’une rampe de la puissance émise.
On explore ainsi une zone en longueur d’onde de quelques nanomètres ce qui permet de
balayer la raie d’absorption dont on cherche à déterminer l’amplitude. Cette amplitude est
fonction de la concentration et de la pression de l’espèce à détecter (cf. Figures 1.11 et 1.12).
Figure 1.11 : Schéma simplifié d’un système de détection de gaz par diodes laser accordables.
P
P0(σ0)
ΔP (σ0)
PT(σ0
σ
σ0
Figure 1.12: Signal transmis reçu par le détecteur en fonction du nombre d’onde. La diminution du signal est due à
l’absorption optique de l’espèce gazeuse au nombre d’onde σ0.
A partir du signal transmis, on peut déterminer l’absorption A (σ0) du gaz, présent dans
une cellule de longueur L, à l’aide de la loi de Beer-Lambert :
PT (σ 0 ) = P0 (σ 0 ). exp(−α (σ 0 , P, T ).L)
A (σ 0 ) =
Avec :
ΔP(σ 0 )
P (σ )
= 1 − T 0 = α (σ 0 , P, T ).L
P0 (σ 0 )
P0 (σ 0 )
(1.10)
(1.11)
PT : Puissance du signal transmis (W).
σ0: Nombre d’onde (cm-1)
α : Coefficient d’absorption (cm-1)
L: Chemin absorbant (cm)
P et T : Conditions respectives de pression et de température
L’approximation de l’équation (1.11) est valable si l’absorption est très faible. On peut
alors remplacer l’exponentielle par son développement limité à l’ordre un. L’absorption est alors
proportionnelle à la concentration de l’espèce absorbante par l’intermédiaire du coefficient
d’absorption α(σ0,P,T) .
Ce coefficient dépend du nombre d’onde, de la pression et de la température du milieu
absorbant. Il s’écrit comme le produit de trois termes [Rosier 1990] :
36
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
α(σ,P,T)=S(σ,T).N.f(σ,P,T)
Avec :
(1.12)
S (σ0, T) : Force de la raie centrée sur le nombre d’onde σ0 qui décrit la capacité d’absorption de
la raie (cm-1/molécule.cm-2)
N : Concentration de l’espèce absorbante (molécule/cm3)
f (σ, P, T) : profil normalisé de la raie qui décrit la distribution spectrale de l’intensité absorbée
de part et d’autre du nombre d’onde σ0 (cm).
Ensuite, par comparaison avec un signal ayant traversé une cellule contenant le même gaz
à détecter de concentration connue (cf. Figure 1.13), on peut déterminer la présence et la
concentration du gaz à analyser.
Figure 1.13 : Schéma de principe de la mesure par SDLA.
3.2 Méthode développée au laboratoire
La détection directe est parfois insuffisante lorsqu’il s’agit de mesurer de faibles quantités
de gaz. Des techniques de modulation ont été mises au point, qui permettent de faire des mesures
à plus haute fréquence et d’augmenter les seuils de détection en portant la mesure à des
fréquences s’éloignant du bruit en 1/f des composants électroniques, des lasers ou des détecteurs.
La méthode utilisée au laboratoire, ayant fait son apparition au début des années 70, est la
spectroscopie par modulation de longueur d’onde (WMS). En pratique, on superpose à la rampe
de courant une modulation sinusoïdale à haute fréquence fm. Si l’on fait, grâce à une détection
synchrone, une mesure à la pulsation ωm, on recueille un signal proportionnel à la dérivée
première de l’intensité transmise. Si on mesure à la pulsation 2ωm (détection 2f), le signal recueilli
est proportionnel à la dérivée seconde de l’intensité transmise. Comme l’amplitude de la dérivée
seconde est proportionnelle à la concentration de l’espèce absorbante, le signal 2f le sera
37
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
également [Vicet 2001]. Dans notre cas, on utilise une détection effectuée autour de la seconde
harmonique à la fréquence 2fm.
Les fréquences de modulation employées sont en général inférieures au mégahertz pour
s’adapter aux détections synchrones classiques. La fréquence de modulation, que nous utilisons,
est de l’ordre de 10-30 kHz.
Cette technique de détection donne de très bons résultats. Une sensibilité en absorption
de 10-6 à 100 mbar de pression a ainsi été obtenue pour un chemin de 100 m ramené à une bande
passante de 1 Hz ce qui donne des limites de détection allant jusqu’à 120 pptv à 3,6 µm pour le
formaldéhyde (HCHO) et 2 ppb à 3,26 µm pour le CH4 en utilisant des diodes lasers à
antimoniures [Werle 2002].
3.3 Propriétés spécifiques des lasers pour l’analyse de gaz
Pour pouvoir faire de la spectroscopie d’absorption par diodes laser accordables, les
diodes laser doivent présenter un certain nombre de propriétés bien spécifiques.
Tout d’abord, pour simplifier l’utilisation du système d’analyse de gaz, il est préférable que
les composants laser fonctionnent en continu et à température ambiante. Ensuite, pour les
dispositifs portables, les diodes lasers doivent présenter de faibles seuils et une faible
consommation électrique. Enfin, ces composants doivent avoir certaines caractéristiques
spectrales que l’on va détailler par la suite.
3.3.1 Longueur d’onde
L’atmosphère est un mélange gazeux composé essentiellement d’azote (78%), d’oxygène
(21%) et de gaz rares (argon, néon, hélium...) avec des teneurs fixes et, dans ses basses couches
(h<15 km), de vapeur d'eau et de dioxyde de carbone dont les teneurs varient suivant les régions
géographiques et l’altitude.
Ces deux derniers gaz présentent des raies d’absorption intenses dans l’infrarouge. Une
mesure dans l’air ambiant de polluants, comme par exemple le CH4 ou l’HCl, devra tenir compte
de la présence de ces interférents qui pourraient altérer les mesures par SDLA.
Ainsi, suivant ce que l’on veut mesurer, le laser devra avoir une émission dans des
fenêtres spectrales où l’eau et le dioxyde de carbone ne présentent pas de raies intenses, les
fenêtres de transparence de l’atmosphère. Elles sont centrées autour de 0,85 µm, 1,0 µm, 1,2 µm,
1,6 µm, 2,3 µm, 4,0 µm et 10,4 µm.
38
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
En général, les raies d’absorption des gaz de l’atmosphère sont très nombreuses et, dans
certains cas, très proches spectralement (dixième de nm), le laser devra émettre dans une région
spectrale où les raies d’absorption du gaz à analyser sont suffisamment intenses pour augmenter
la sensibilité du système et distinctes pour augmenter sa sélectivité.
3.3.2 Largeur de raie et monochromaticité
Les raies d’absorption des gaz étant fines (quelques gigahertz), le laser doit présenter une
largeur de raie largement inférieure (Δν < 10 MHz) pour pouvoir les balayer (cf. Figure 1.14).
Longueur d'onde (µm)
Facteur de transmission
1.00
2.392
2.39175
2.3915
2.39125
ΔνLaser = qqs MHz
0.95
0.90
ΔνΗ2Ο = 3.3 GHz
0.85 H2O ambiant
c =7750 ppmv
P = 1 atm.
L= 5 cm
0.80
4180.5
4181.0
4181.5
4182.0
-1
Nombre d'onde (cm )
Figure 1.14 : Allure d’une raie d’absorption de la vapeur d’eau dans l’air ambiant à λ=2,39 µm
pour une température de 296 K.
Le laser doit aussi présenter une émission monochromatique avec un rapport de
suppression des modes secondaires (SMSR : Side Mode Suppression Ratio) supérieur à 25 dB. Le
caractère monomode de l’émission du composant laser doit être assuré dans les trois directions
(latérale, transverse et longitudinale).
3.3.3 Accordabilité
Le principe de la SDLA, étant basé sur le balayage en longueur d’onde des raies
d’absorption des gaz par l’émission laser, la source doit présenter une plage d’accordabilité en
continu suffisamment étendue (Δλ= 1 à 2 nm) pour pouvoir traverser spectralement les raies
d’absorption.
Comme, on le verra, le taux d’accordabilité en courant Δλ/ΔI (I) est proportionnel à la
résistance thermique du composant, la diode laser doit présenter, de préférence, une résistance
thermique élevée pour bénéficier d’une plage d’accordabilité suffisante sur une faible excursion
en courant.
39
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
Pour résumer, le laser pour la SDLA doit être monofréquence (SMSR > 25 dB), doit
présenter une faible largeur de raie (quelques mégahertz) et une plage d’accordabilité, sans saut de
mode, supérieure à 1 nm. Un fonctionnement de préférence en continu et à température
ambiante est préférable notamment dans la perspective de réalisation d’un dispositif portable.
3.4 Etat de l’art des lasers monofréquences pour une émission
entre 2 et 3 µm
Le moyen infrarouge est une zone spectrale présentant un grand intérêt pour l’analyse de
gaz par SDLA. Comme énoncé dans le paragraphe précédent, il est nécessaire d’avoir des lasers
présentant certaines caractéristiques spectrales pour pouvoir détecter et analyser les gaz.
Pour cela, plusieurs technologies sont employées pour assurer une émission
monofréquence et/ou accordable d’un laser à semi-conducteurs.
Pour une émission entre 2 et 3 µm, il existe trois technologies :
o le laser DFB (Distributed FeedBack)
o le laser VCSEL (Vertical-Cavity Surface-Emission Laser)
o le laser à cavité externe.
Actuellement, les technologies à base de cristaux photoniques ou de DBR (Distributed
Bragg Reflector) n’ont été appliquées qu’à des composants émettant au dessous de 2 µm.
Technologies
λ (µm)
Tmax (K)
2 à 2,3 µm
350 (cw)
Matériaux
Equipes
GaInAsSb
Nanoplus GmbH [2004]
(GaSb)
(Allemagne)
Université de Würzburg
DFB
2 à 2,4 µm
VCSEL
2 µm (EP)
GaInAsSb
350 (cw)
(GaSb)
AlGaInAs
300 (cw)
(InP)
2,2 (EP) à
300 (pw)
GaInAsSb
2,36 µm (OP)
310 (cw)
(GaSb)
40
(Würzburg, Allemagne)
[Bleuel 2001]
[Hummer 2004]
Walter Schottky Institut
(Munich, Allemagne)
[Boehm 2003]
IES
[Baranov 1998]
[Cerutti 2004a]
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
2,63 µm (OP)
2,9 µm (OP)
VECSELS
Cavité externe
2,32 µm (OP)
2,35 µm
190 (pw)
160 (pw)
350 (cw)
CdHgTe
CEA Grenoble
(CdZnTe)
[Roux 1999]
InAs/GaSb/InAs
Naval Research Laboratory
/AlSb
(Washington D.C., USA)
(GaSb)
[Bewley 1998]
GaInAsSb
IES
(GaSb)
[Cerutti 2004b]
GaInAsSb
300 (cw)
(GaSb)
IES
[Vicet 2000]
Tableau 1.02 : Etat de l’art au début de ce travail de thèse des lasers à semi-conducteurs
monofréquences pour une émission, entre 2 et 3 µm, en continu (cw), en pulsé (pw), pour un
pompage électrique (EP) ou optique (OP).
Dans cette gamme de longueurs d’onde, les lasers à contre réaction répartie ou lasers DFB
couvrent la majeure partie. Ce sont des composants qui fonctionnent en continu à température
ambiante avec une longueur d’onde maximum, au début de ce travail de thèse, de 2,4 µm. En ce
qui concerne les propriétés spectrales, ces lasers présentent un rapport de suppression de mode
d’environ 30 dB et une plage d’accordabilité de quelques nanomètres.
Les lasers à émission par la surface ou VCSEL sont des composants qui fonctionnent en
continu à température ambiante avec une longueur d’onde maximum de 2,36 µm dans le cas d’un
pompage optique et une longueur d’onde maximum de 2 µm dans le cas d’un pompage
électrique. Ces lasers présentent un rapport de suppression de mode d’environ 20 dB et une large
plage d’accordabilité d’environ 4-5 nm. En ce qui concerne les VECSELs, ces composants
fonctionnent à température ambiante et en continu avec une longueur d’onde maximum de 2,32
µm pour un pompage optique. Ils présentent un rapport de suppression de mode supérieur à 25
dB et une plage d’accordabilité en continu de quelques nanomètres [Garnache 2006].
Enfin, les lasers à cavité externe fonctionnent en continu à température ambiante avec
une longueur d’onde maximum de 2,35 µm. Ces composants présentent des propriétés spectrales
correctes avec un rapport de suppression de mode d’environ 20 dB et une large plage
d’accordabilité de 1 à 2 nm.
Au regard de ces résultats, on peut constater qu’il n’existait pas, au début de ce travail de
thèse, de composants laser monofréquences émettant au dessus de 2,6 µm.
Cette gamme de longueur d’onde, faisant l’objet du contrat avec le CNES et du contrat de
collaboration Biostic, est intéressante car, comme énoncé précédemment, elle permet la mesure
41
Chapitre 1 : Les lasers à semi-conducteurs pour l’analyse de gaz
par SDLA de la vapeur d’eau, du dioxyde de carbone ainsi que de leurs isotopes. La réalisation de
tels composants émettant autour de 2,65 µm était donc un travail novateur et enrichissant pour
l’équipe permettant d’acquérir un savoir-faire technologique riche en possibilités pour l’avenir.
4 Conclusion
Les diodes lasers à semi-conducteurs à multi-puits quantiques de type I sur GaSb
présentent un intérêt pour la SDLA entre 2 et 3 µm et particulièrement entre 2,6 µm et 2,65 µm
pour la mesure de la vapeur d’eau, du dioxyde de carbone et de leur isotopes dans l’air ambiant.
Pour cela, les diodes doivent avoir une émission monofréquence et une large plage
d’accordabilité pour un fonctionnement en continu et à température ambiante.
Les lasers fabriqués au laboratoire présentent la particularité d’être monomodes
longitudinaux seulement sous certaines conditions de courant et de température. Ils présentent
aussi des sauts de modes ce qui les rend délicats à utiliser pour les applications visées.
Pour parvenir aux spécifications requises, un nouveau procédé technologique sera
présenté dans le chapitre 3. Le chapitre 2 est consacré à la présentation des lasers Fabry-Pérot du
laboratoire. Nous présenterons les étapes de fabrication et les améliorations technologiques
apportées au cours de cette thèse.
42
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
Chapitre 2
Les lasers Fabry-Pérot
43
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
44
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
1 Introduction
Après une revue des principes et des propriétés de base des lasers à semi-conducteurs sur
substrat GaSb et de la spectroscopie d’absorption par diodes laser accordables, ce chapitre
présente en détail les lasers Fabry-Pérot fabriqués au laboratoire.
Nous verrons toutes les étapes de fabrication, de la croissance par EJM (Epitaxie par jets
moléculaires) au montage du composant laser sur son support.
Pour acquérir les propriétés requises par l’application, les étapes technologiques ont du
être améliorées. Le but de ce chapitre est donc de présenter ces améliorations facilitant la
réalisation de composants Fabry-Pérot destinés à l’analyse de gaz.
45
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
2 L’épitaxie par jets moléculaires
L’épitaxie, dont les principes ont été énoncés en 1928 par le minéralogiste français Royer,
permet la croissance de couches très fines de matériaux semi-conducteurs, métalliques ou
isolants. L’épitaxie par jets moléculaires consiste à déposer une couche cristalline sur un
monocristal de même composition, ou de composition différente mais de paramètre de maille
proche, en exposant celui-ci à des flux atomiques ou moléculaires. Sa mise en application a été
réalisée à la fin des années 50 par Günther mais cette technique a vraiment pris son essor dans les
années 70.
Les lasers du laboratoire sont à multi-puits quantiques à base de composés III-V déposés
sur substrat GaSb par épitaxie par jets moléculaires. Le laboratoire possède deux bâtis d’épitaxie :
un Varian GEN 2 (cf. Figure 2.01) et un Riber Compact 21.
p
p
Jets Moléculaires
Jauge Bayard
Alpert
x2: As
Sb
Caroussel
Vanne
Pompe turbomoléculaire 250 l/s
Pompe à membrane 1l/s
Canon à électrons
RHEED
SAS D'INTRODUCTION
Cellule cracker
Four de
dégazage
Cache
Canne de
transfert
Pyrometre
optique
Cellule à
effusion
x5: Al
Ga
In
Be
Te
E
IR
l/s
IA
00
ED
e2
qu
i
n
io
pe
om
S
M
SA ER
T
IN
Hublot
P
Piège à azote
liquide
Ecran fluorescent
RHEED
Spectromètre de
masse
Substrat
Subtrat
CHAMBRE DE CROISSANCE
Pompe ionique 400l/s
pompe à sublimation de titane
Pièges à azote liquide
Four
Molybloc
Figure 2.01 : Schéma du bâti d'épitaxie Varian Gen II utilisé au laboratoire.
Cette technique permet la croissance sous ultravide (P=10-10 Torr) de couches ultraminces
allant de 3 Å jusqu’à quelques micromètres d’épaisseur grâce à des vitesses de croissance faibles
(de l’ordre d’une monocouche atomique par seconde). Un système de caches devant les cellules
permet la réalisation d’interfaces abruptes.
Pour une émission à 2,65 µm, la structure laser est constituée de deux couches de
recouvrement (claddings) en Al0,90Ga0,10As0,07Sb0,93 permettant le confinement optique de la lumière
dans le guide d’onde.
La zone active est constituée de 2 puits quantiques en Ga0,57In0,43As0,20Sb0,80 de 16 nm
d’épaisseur séparés par une barrière en Al0,30Ga0,70As0,03Sb0,97 de 30 nm d’épaisseur.
46
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
Cette dernière est entourée par deux couches en Al0,30Ga0,70As0,03Sb0.97. L’ensemble de ces
couches forme le guide d’onde (cf. Figure 2.02).
Couche de contact GaSb
(Be : 2*10+19 cm-3)
1 µm
Couche de confinement
(Be: 5*10+18 cm-3)
Al0,90Ga0,10As0,07Sb0,93
Ga0,57In0,43As0,20Sb0,80
Guide d’onde
Al0,30Ga0,70As0,07Sb0,93
0, 8 µm
1 µm
Al0,30Ga0,70As0,03Sb0,97
Guide d’onde
Al0,30Ga0,70As0,03Sb0,97
62 nm
Ga0,57In0,43As0,20Sb0,80
Couche de confinement
(Te: 2*10+18 cm-3)
Al0,90Ga0,10As0,07Sb0,93
Substrat GaSb
(Te: 2*10+18 cm-3)
Figure 2.02 : Structure laser pour une émission à 2,65 µm.
3 Optimisations technologiques
monofréquence
pour
une
émission
Pour la détection de gaz, une des caractéristiques indispensables de l’émission laser est son
caractère monomode dans la direction latérale (selon x), transverse (selon y) et longitudinale
(selon z) comme illustré sur la Figure 2.03.
x
z
y
Figure 2.03 : Schéma d’un laser à semi-conducteurs à émission par la tranche avec les
trois directions représentées. La zone noire représente la zone active.
Pour obtenir une émission monomode dans les trois directions, il va falloir optimiser certains
paramètres du laser.
3.1
Emission monomode transverse
Le caractère monomode dans la direction transverse est déterminé lors de la croissance car il
dépend de l’épaisseur et des indices optiques des couches du guide d’onde.
47
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
En utilisant une modélisation à une dimension sous Matlab, on a calculé le nombre de modes
guidés dans un guide d’onde plan. On constate que, plus l’épaisseur du guide d’onde est grande,
plus le nombre de modes guidés est élevé pour une longueur d’onde donnée. Dans le cas d’une
structure émettant à 2,65 µm, si l’épaisseur du guide d’onde est inférieure à 0,9 µm, un seul mode
est guidé, si elle est comprise entre 0,9 µm et 1,7 µm, deux modes sont guidés et enfin si elle est
supérieure à 1,7 µm, trois modes coexistent.
Au laboratoire, les lasers ont des guides d’onde ayant une épaisseur d’environ 0,8 µm ce qui
ne permet le confinement optique transverse que d’un seul mode guidé (cf. Figure 2.04).
e = 800 nm
Figure 2.04 : Schéma représentant la répartition du champ dans la direction
transverse lorsque le laser est monomode.
3.2 Emission monomode latérale
3.2.1 Définition et paramètres critiques
Cette propriété est définie essentiellement lors de l’étape de gravure car elle dépend de la
largeur du ruban et de l’épaisseur du cladding supérieur laissée après gravure (cf. Figure 2.05).
l
p
Cladding supérieur
Zone active
Cladding inférieur
Figure 2.05 : Schéma illustrant le mode guidé latéral. Les grandeurs l et p
représentent respectivement la largeur du ruban et la profondeur de gravure.
L’optimisation de ces deux paramètres se fait à l’aide du logiciel de simulation par
éléments finis à deux dimensions Femlab en s’appuyant sur le modèle physique des équations de
Helmoltz [Rosencher 1998a] :
Ψ '' ( x) + k02 (n 2 − ne2 )Ψ ( x) = 0
Avec : Ψ (x) : Champ électrique de l’onde électromagnétique
48
(2.01)
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
k0 : Vecteur d’onde (cm-1)
n : Indice du milieu
ne : Indice effectif du mode guidé
En fixant les épaisseurs et les indices optiques des différentes couches de la structure
laser, on détermine les solutions de cette équation, c'est-à-dire, les modes (TE ou TM)
susceptibles d’être guidés dans la structure, représentés par leur indice effectif. Comme les puits
quantiques de nos lasers sont contraints en compression, les modes TE sont prépondérants dans
la structure [Rosencher 1998b]. Il suffira donc d’identifier, dans le résultat de la simulation, les
modes TE compatibles.
Une étude a été faite en faisant varier la largeur du ruban et l’épaisseur de la couche
résiduelle de cladding supérieur. Si la largeur du ruban est trop étroite (l<2 µm) pour une couche
résiduelle de cladding supérieur de 150 nm, le mode n’est plus guidé et si elle devient trop grande
(l>6 µm), deux modes coexistent. Nous avons donc choisi une largeur de ruban de 5 µm qui est,
par ailleurs, plus facile à réaliser technologiquement. Pour l’épaisseur résiduelle de cladding
supérieur, si la gravure est trop profonde, le guide d’onde supporte deux modes car le contraste
d’indice entre le ruban et le reste de la structure est plus fort (cf. Figure 2.06).
Diélectrique
Ruban
Zone active
Cladding inférieur
Substrat
Figure 2.06 : Résultat donné par la simulation avec Femlab pour une largeur de ruban
de 5 µm et un cladding entièrement gravé. Les couleurs allant du bleu au rouge indiquent
l’amplitude du champ électrique des modes guidés TE.
On montre ainsi qu’une largeur de ruban de 5 µm et qu’une épaisseur restante du cladding
supérieur après gravure de 150 nm sont suffisantes pour obtenir un plus faible contraste d’indice
et ainsi avoir une émission monomode dans la direction latérale (cf. Figure 2.07).
49
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
Figure 2.07 : Résultat donné par la simulation avec Femlab pour une largeur de ruban
de 5 µm et une épaisseur de cladding restante de 150 nm. La tache multicolore
représente le seul mode guidé par cette structure. Les couleurs allant du bleu au rouge
indiquent l’amplitude du champ électrique du mode guidé TE.
3.2.2 Application au procédé du laboratoire
Pour réaliser concrètement l’arrêt de la gravure à une distance de l’ordre de 150 nm de la
zone active, plusieurs problèmes se sont posées au cours de ce travail de thèse.
En effet, la solution d’attaque utilisée, qui sera détaillée par la suite, présente une vitesse
d’attaque trop importante (de 0,25 à 0,5 µm/s) rendant difficile l’arrêt de la gravure à la distance
voulue. Pour obtenir un meilleur contrôle de l’épaisseur gravée, une étude sur d’autres solutions
de gravure et une étude sur l’introduction d’une couche d’arrêt lors de la croissance ont été faites
et sont décrites dans ce qui suit.
3.2.2.1
Test d’autres solutions de gravure
L’objectif fixé étant de réduire la vitesse d’attaque, une étude bibliographique a été menée
et trois solutions, permettant d’attaquer le GaSb, ont été retenues.
La structure épitaxiale de test est composée tout d’abord d’une couche tampon en GaSb
de 300 nm suivie par un cladding en Al0,90Ga0,10As0,07Sb0,93 de 1 µm et d’une couche de 90 nm ayant
une composition croissante en aluminium allant de 10 % à 90 %.
La première solution est à base d’acide tartrique, d'acide chlorhydrique et d’eau oxygénée
[Dier 2004] selon les proportions suivantes :
C 4 H 6O6 : HCl : H 2O 2
(14) (11) (1)
Sur nos matériaux, cette solution donne les résultats de la Figure 2.08.
50
(2.02)
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
GaSb
e ≈ 1,2 µm
Cladding supérieur
Zone active
Cladding inférieur
Figure 2.08 : Profil de gravure après 70 s de process.
Cette solution n’est pas adaptée au process technologique pour plusieurs raisons. Tout
d’abord, elle génère un état de surface très rugueux. De plus, cette solution grave très lentement
le GaSb et très vite le cladding au regard des flancs de gravure et de l’épaisseur restante de la
couche de GaSb après 70 secondes d’attaque. La vitesse totale est faible compte tenu du temps
mis pour graver la couche tampon en GaSb (v≈ 17 nm/s). Enfin pour un masque de résine de 6
µm au départ, la largeur du ruban final après gravure est trop étroite (environ 2 µm) pour les
étapes suivantes.
La deuxième solution testée est à base d’acide nitrique et chlorhydrique [Chernyuk 2003]
selon les proportions suivantes :
HNO3 :
(3,5)
HCl : CH 3COOH
(5)
(1)
(2.03)
Cette solution donne le résultat de la Figure 2.09.
l = 6 µm
Redépôt
Cladding supérieur
Zone active
Cladding inférieur
Figure 2.09 : Profil de gravure après 5 s de process
Le résultat de cette gravure est plus satisfaisant que le précédent. L’état de surface est
correct et on obtient après gravure un ruban de largeur d’environ 5,3 µm. Par contre, la vitesse de
gravure est trop rapide (v≈ 300 nm/s) car en un temps très court de 5 s, la couche tampon de
GaSb et la totalité du cladding supérieur, soit une épaisseur de 1,39 µm, ont été gravés. La vitesse
de gravure du GaSb est ici aussi inférieure à celle du cladding.
De plus, on peut noter la présence d’une couche à la surface de l’échantillon, provenant
d’un redépôt ou d’une oxydation, ce qui peut être gênant par la suite.
51
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
Cette solution pourrait être utilisée si la vitesse était réduite par dilution et si ce redépôt
pouvait être éliminé en augmentant par exemple le pourcentage d’acide chlorhydrique.
La dernière solution testée est à base d’acide nitrique et fluorhydrique [Nieto 2005] selon
les proportions suivantes :
HNO3 :
HF : CH 3COOH
(19)
(1)
(30)
(2.04)
Cette solution donne le résultat de la Figure 2.10.
Couche
d’oxyde
Résine
GaSb
Cladding supérieur
Zone active
Cladding inférieur
Substrat
Figure 2.10 : Profil de gravure après 15 s de process
Le résultat de cette gravure est satisfaisant avec un état de surface correct et un ruban
final de largeur de l’ordre de 5,3 µm. De plus, la vitesse de gravure est convenable (v≈ 90 nm/s)
car en 15 s la couche tampon en GaSb et le cladding supérieur sont complètement gravés soit une
épaisseur de 1,9 µm. Toutefois, une faible couche d’oxyde est apparente sur la surface de
l’échantillon mais peut être éliminée en augmentant le pourcentage d’acide fluorhydrique. Cette
solution attaque plus lentement le GaSb que la couche riche en aluminium.
Ces premiers résultats donnent une indication pour d’autres essais en vue d’améliorer la
solution d’attaque du laboratoire. La solution à base d’acide nitrique, d’acide fluorhydrique et
d’acide acétique s’avère plus performante que celle utilisée jusqu’ici de part sa vitesse de gravure
plus lente et la bonne qualité de l’état de surface. Une autre possibilité serait d’étudier l’influence
de la dilution sur les performances des solutions d’attaque. Elle ne sera pas exposée dans ce
manuscrit en raison de la priorité des résultats sur les lasers DFB.
3.2.2.2 Introduction d’une couche d’arrêt
Une autre solution envisageable aux problèmes rencontrés lors de l’étape de gravure est
d’introduire lors de la croissance une couche d’arrêt, c'est-à-dire une couche d’un matériau
inattaquable par la solution de gravure utilisée. L’intérêt d’une telle couche est de pouvoir arrêter
précisément la gravure à la distance souhaitée de la zone active.
52
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
Selon les matériaux, plusieurs types de couches d’arrêt ont été mises au point. Pour les
structures sur substrat GaAs, les couches d’arrêt sont en InGaP [Horie 1999] et pour celles sur
substrat InP, elles sont en AlAs [Choi 1993]. En ce qui concerne les lasers à semi-conducteurs
épitaxiés sur substrat GaSb, il n’existe aucune référence.
Cette couche d’arrêt doit permettre de stopper la gravure de la solution d’attaque sur nos
matériaux. Elle doit présenter un indice optique plus faible que celui de la zone active et une
transparence aux longueurs d’onde visées pour ne pas gêner l’émission laser de nos structures.
Enfin cette couche doit être suffisamment fine pour ne pas gêner le passage du courant.
La solution utilisée au laboratoire ne grave pas les couches en InAs. Ce composé
présente un indice de réfraction de 3,5 et un coefficient d’absorption de 6,2 *103 cm-1 pour des
longueurs d’onde proches de 2,6 µm [Palik 1985]. Ce fort coefficient n’est pas gênant si la couche
est suffisamment fine. De plus, l’InAs est en condition de quasi-accord sur nos substrats car son
paramètre de maille de 6,05 Å est proche de celui du GaSb. L’InAs est un donc un candidat de
choix pour une couche d’arrêt si cette couche est suffisamment fine.
Un premier test a été fait avec une couche d’InAs sur une structure dont la composition
est illustrée sur la Figure 2.11.
GaSb (Be)
100 nm
200 nm
Al0.9 Ga0.1As0.05Sb0.95 (Be)
(10 nm)
InAs (2 nm)
Al0.9Ga0.1As0.076Sb0.924 (Be)
Substrat GaSb (Te)
Figure 2.11 : Schéma de la structure de test contenant une couche d’InAs
Après un temps de gravure de 5 s, avec la solution du laboratoire, on obtient le résultat
de la Figure 2.12.
Résine
InAs
e ≈ 600 nm
Substrat
Figure 2.12 : Photo MEB du flanc du ridge montrant le résultat de l’attaque sur une
structure avec une couche d’arrêt d’InAs.
53
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
Le résultat n’est pas satisfaisant, la couche d’arrêt en InAs de 2 nm n’a pas résisté à
l’attaque chimique et toutes les couches épitaxiées ont été gravées.
Un deuxième test a été effectué en utilisant un super-réseau en tant que couche d’arrêt. Le
super-réseau a la particularité de présenter des propriétés optiques et électriques qui dépendent
uniquement des épaisseurs et des raccords de bande des matériaux qui le constituent [Bastard
1990].
Pour arrêter la gravure à 150 nm de la zone active, nous avons fait le choix d’introduire
un super-réseau accordé sur GaSb. Ce nouveau matériau est composé de 5 paires de deux
couches d’InAs/AlSb de 2 nm d’épaisseur chacune (cf. Figure 2.13). Comme, il présente une
énergie de bande interdite de 0,9 eV (contre 0,36 eV pour l’InAs), ce super-réseau est transparent
entre 2 et 3 µm.
Ga0.1Al0.9As0.07Sb0.93
(Be)
300
GaSb (Be)
Graduel Al 0.9
100
Al 0.1
InAs (Be)
AlSb (Be)
InAs (Be)
AlSb (Be)
InAs (Be)
AlSb (Be)
InAs (Be)
AlSb (Be)
InAs (Be)
Ga0.1Al0.9As0.07Sb0.93
(Be)
500
200
Ga0.1Al0.9As0.07Sb0.9 (Be)
Substrat GaSb (Te)
( nm )
18
2
2
Ga0.1Al0.9As0.07Sb0.93
(Be)
( nm )
Figure 2.13 : Schéma de la structure de test contenant le super réseau
Les résultats de gravure avec cette couche d’arrêt sont présentés sur la Figure 2.14.
Résine
e = 0,9 µm
Substrat
Figure 2.14 : Photo MEB du résultat de la gravure
après 10 secondes d’attaque.
La couche d’arrêt est très efficace et résiste à un temps de gravure important. En effet,
l’épaisseur gravée est de 900 nm alors que la solution aurait dû graver une épaisseur de 2,5 µm
54
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
sans couche d’arrêt. Elle permet aussi d’obtenir, suivant le temps d’exposition, des flancs de
gravure droits.
Le résultat de ce test est très satisfaisant. L’introduction de ce super réseau dans les
structures est une solution aux problèmes rencontrés lors de la gravure.
3.3 Emission monomode longitudinale
Dans le spectre d’émission d’un laser à semi-conducteurs réel, on observe plusieurs raies
correspondant chacune à un mode longitudinal différent. La raie principale est celle
correspondant au maximum du gain net et les raies adjacentes sont séparées par l’intervalle
spectral libre (cf. Formule 1.09) typiquement de l’ordre de 1,25 nm dans un laser de 600 µm de
long émettant à 2,3 µm.
La coexistence de plusieurs raies est due à une saturation inhomogène du gain c'est-à-dire
à une réduction du gain plus forte autour de la raie principale. Le phénomène sous-jacent est
désigné par le terme anglais « spectral hole burning » et correspond au fait que la diminution rapide
de porteurs d’énergies correspondantes à la transition laser est compensée par un apport de
porteurs se faisant à une vitesse limitée par le temps de relaxation intrabande et de capture par le
puits.
Dans un laser à cavité Fabry-Pérot, la raie principale peut être jusqu’à 100 fois plus
intense que les raies des modes secondaires (SMSR=20 dB). Mais, sous injection de courant,
comme la température interne du laser augmente, le maximum du spectre de gain se déplace vers
les hautes longueurs d’onde. On observe alors des sauts de mode correspondant au passage de
l’oscillation laser à des modes de longueurs d’onde plus élevés et le rapport de suppression de
mode est fortement diminué.
Les lasers classiques ont plutôt une émission multimode dans la direction longitudinale
avec un fonctionnement monofréquence uniquement sous certaines conditions de température et
de courant.
Pour résumer, en optimisant l’épaisseur du guide d’onde, la largeur et la profondeur du
ruban à l’aide de l’introduction de la couche d’arrêt, les lasers présentent systématiquement une
émission monomode transverse et latérale.
Il est donc nécessaire de se doter d’une technologie permettant d’assurer un
comportement monofréquence systématique dans la direction longitudinale. C’est cette technique
qui sera présentée dans le troisième chapitre.
55
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
4 Etapes Technologiques
Après la croissance, de nombreuses étapes technologiques sont nécessaires pour assurer
l’émission laser du composant. Le process technologique du laboratoire, amélioré au cours de ce
travail de thèse, est exposé dans ce qui suit.
4.1
Réalisation du ruban laser
Cette étape, divisée en deux parties, permet d’une part de confiner l’injection des porteurs
dans une zone étroite mais aussi de favoriser le confinement optique latéral et d’obtenir ainsi une
émission monomode dans cette direction.
4.1.1 Lithographie optique
La lithographie optique (cf. Figure 2.15) permet de définir un masque de résine pour la
gravure en déposant une résine photosensible et en l’insolant avec une lampe à vapeur de
mercure (350 < λ <450 nm).
Rayonnement U.V.
Masque
Echantillon
Figure 2.15: Schéma du masquage, la résine positive non exposée (en rose)
restera après révélation.
4.1.2 Gravure humide
La gravure humide permet de transférer le motif défini par la résine dans le semiconducteur.
4.1.2.1
Principe
La gravure humide peut suivre plusieurs mécanismes. Elle peut être électrochimique, c’est
à dire que la gravure du semi-conducteur se fait soit à l’aide d’une tension extérieure (électrolyse)
ou d’un agent oxydant (Ce4+ pour le GaAs) ou, dans notre cas, purement chimique c'est-à-dire
qu’elle fait intervenir une suite de réactions d’oxydo-réduction.
56
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
Pour la gravure purement chimique des semi-conducteurs III-V, on distingue trois
réactions successives :
Tout d’abord, le semi-conducteur III-V, immergé dans une solution réactive, s’oxyde :
A IIIBV + 6 H + ↔ A3III+ + B3V+
(2.05)
Puis, cette couche oxydée est attaquée, dans notre cas, par une solution à base d’acide
chromique et fluorhydrique. Les molécules réactives (Cr2O72-, H+) vont attaquer le semiconducteur en cassant les liaisons des atomes de sa surface et en formant de nouvelles liaisons
avec ceux-ci.
Les nouveaux composés ainsi formés se dissolvent dans la solution de gravure ou
s’échappent sous forme de gaz [Gatzke 1998].
Le bilan des réactions chimiques de la gravure humide du GaSb avec notre solution (1
CrO3 :1 HF : 3 H2O) est le suivant :
2−
-
GaSb + Cr2O7 + 7HF + 7H + ↔ GaF3 + SbF4 + 2Cr 3+ + 7 H 2O
4.1.2.2
(2.06)
Propriétés
4.1.2.2.1 Isotropie
Le caractère isotropique d’une gravure indique que la vitesse de gravure est la même dans
toutes les directions (cf. Figure 2.16).
Résine
Gravure
Flanc de
gravure
Substrat
Figure 2.16 : Vue de profil d’un ruban après gravure humide.
Cette propriété peut poser un problème car l’attaque latérale grignote les espaces protégés
par la résine. Pratiquement, on obtient un effet de sous-gravure et donc un ruban de plus petite
largeur que prévu [Fuller 2004]. Dans notre cas, la gravure est isotropique et l’attaque latérale
« grignote » environ 1 µm de part et d’autre du masque.
4.1.2.2.2 Sélectivité [Dier 2004]
57
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
La sélectivité est une propriété caractérisant la capacité de la solution de gravure à
attaquer préférentiellement certains des matériaux présents dans la structure (cf. Figure 2.17). Elle
est définie par le rapport des vitesses de gravure.
vrésine
Résine
vmesa
vzone active
Mesa
Zone active
Substrat
Figure 2.17 : Structure laser avant le lift off : vRésine,vZone Active et vMesa sont
les vitesses de gravure respectifs de la résine, de la zone active et du mesa.
La solution utilisée au laboratoire grave préférentiellement les couches contenant de
l’aluminium par rapport à celles constituées de GaSb pur.
4.1.2.3
Paramètres critiques
Plusieurs facteurs vont influencer la reproductibilité de la vitesse et des profils de gravure
[Kadhim 1998].
4.1.2.3.1 Composition chimique du semi-conducteur
Suivant la composition chimique du semi-conducteur, la gravure chimique aura une
vitesse d’attaque, une sélectivité et une anisotropie variables. Le tableau suivant, tiré des travaux
de Dier et al, donne les vitesses d’attaque pour différents antimoniures [Dier 2004].
Vitesse d’attaque (nm.min-1)
Solution d’acide citrique
C6H8O7:H2O
Solution d’acide tartrique
C4H4KNaO6:H2O:HCl:H2O2
Solution d’acide chlorhydrique
HCl:H2O2:H2O
InAs
InAsSb
GaSb
AlAsSb
92,8 ±2,8
88,9±3,0
0,84±0,04
-
75,3±12,3
26,1±2,4
449,5±6,3
>2000
176,8±14,5
51,2±7,9
281,2±25,4
1371,2±13,6
Tableau 2.01 : Vitesse d’attaque de trois solutions pour différents matériaux.
58
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
4.1.2.3.2 Contamination, oxydation et défauts de surface
Lorsqu’on expose les échantillons à l’atmosphère, il se crée dans tous les cas une couche
d’oxyde à la surface de l’échantillon. Ainsi, avant tout processus de gravure, une étape de
désoxydation, dans un bain d’acide chlorhydrique, est indispensable. D’autre part, après la
croissance, les surfaces présentent souvent des défauts, provenant de projections des cellules du
bâti ou de poussières microscopiques, qui peuvent affecter le profil et la vitesse de gravure.
4.1.2.3.3 Plans cristallins
Le profil de gravure dépend des plans cristallins rencontrés lors de l’attaque. Pour nos
échantillons, la croissance des couches se fait sur le plan ( 001 ) du GaSb. La figure suivante
montre les différentes directions du substrat de GaSb, selon la norme européenne et japonaise,
facilement identifiables grâce à deux méplats.
Direction de croissance
[001]
z
x
y
[011]
[01 1 ]
Figure 2.18 : Schéma illustrant le substrat de GaSb. Le grand méplat est le
plan ( 011 ) et le petit méplat est le plan ( 011 ).
Suivant la direction cristalline suivie par la gravure chimique, les profils d’attaque obtenus
sont différents (cf. Figure 2.19).
(0 1 -1)
125°
66°
(0 1 1)
5 µm
Figure 2.19 : Profils de gravure obtenus suivant la direction cristalline de la gravure.
Comme Cich et al, lors de leurs travaux sur InGaP/GaAs, on peut observer que le front
de gravure correspond aux plans (111)A [Cich 2003]. Ces plans sont ceux qui présentent la plus
59
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
grande densité surfacique de liaisons antimoine. Chaque atome d’antimoine a, dans ce plan, trois
liaisons dirigées vers l’extérieur. La formation des ions Sb4− est donc favorisée.
Le clivage du wafer de GaSb se fait préférentiellement dans la direction parallèle au grand
méplat lorsqu’il se fait coté substrat en raison des liaisons pendantes des atomes d’antimoine
dirigées vers le bas. Les facettes du composant laser sont donc réalisées dans le plan (011) pour
optimiser la qualité des miroirs de la cavité.
4.1.2.3.4 La température
La température de la solution peut jouer un rôle très important sur la vitesse de réaction
[Salzenstein 1996]. En effet, si la concentration de l’espèce responsable de la vitesse de gravure à
la surface de l’échantillon peut être assimilée à celle au centre de la solution réactive cb alors la
vitesse de gravure rk est régie par l’équation suivante :
rk = k * c nb
(2.07)
Avec : k : Constante d’équilibre de la réaction : k = A exp (
- Ea
)
RT
A : Constante.
Ea : Energie d’activation de la réaction (J.mol-1).
T : Température absolue (K).
R : Constante des gaz parfaits : R = 8.314 J.K-1.mol-1.
n : Ordre de la réaction chimique.
Ainsi, si la température peut être contrôlée, la vitesse de gravure peut l’être aussi.
4.1.2.3.5 La diffusion
Pour des procédés de gravure où la vitesse est très élevée, la réaction chimique est limitée
par le processus de diffusion du réactif à la surface de l’échantillon [Kelly 1988]. Dans ce cas, la
vitesse de gravure est proportionnelle au gradient de concentration à la surface et on peut faire
une approximation grâce à l’équation suivante :
rd ≈
D
δ
(c b − c s )
Avec : D : Coefficient de diffusion (m2.s-1).
δ : Epaisseur de la couche de diffusion à la surface (µm).
cs : Concentration de l’espèce responsable du taux de gravure à la surface de l’échantillon (mol.L-1).
cb : Concentration de l’espèce responsable du taux de gravure au centre de la solution (mol.L-1).
60
(2.08)
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
Dans ce cas, une agitation de la solution permet de diminuer l’épaisseur de la couche de
diffusion et donc d’augmenter la vitesse de réaction.
4.1.2.4
Application au laboratoire
Au laboratoire, la solution de gravure utilisée pour graver le cladding supérieur et ne laisser
qu’une épaisseur de 150 nm est à base d’acide chromique et a la composition et les proportions
suivantes :
CrO3 :
(1)
HF :
(1)
H 2O
(3)
(2.09)
Cette solution, utilisée à l’origine pour révéler les dislocations du GaAs [Weyher 1983], a
été adaptée empiriquement sur nos structures [Baranov 1986]. Elle présente une vitesse d’attaque
élevée d’environ 0,25 µm par seconde pour les structures à simple canal et d’environ 0,5 µm par
seconde pour celles à double canal (cf. Figure 2.20).
épaisseur gravée (μm)
1,8
1,5
1,2
0,9
0,6
0,3
0
2
4
6
8
10
12
14
16
Temps de gravure (s)
Figure 2.20 : Variation de l’épaisseur gravée en
fonction du temps pour une structure simple canal.
Elle est sélective et plutôt isotrope car elle attaque plus rapidement les couches contenant
de l’aluminium du cladding supérieur que celles composées de GaSb pur comme l’illustre la figure
suivante.
l = 6 µm
Résine
GaSb
Cladding supérieur
Zone active
e = 1.8 µm
Cladding inférieur
Figure 2.21 : Exemple de profil de gravure d’un
simple canal après un temps de 15 s. La zone
active a été atteinte.
61
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
Ainsi, pour graver l’épaisseur de la couche de GaSb et s’arrêter à 150 nm de la zone active, le
temps de gravure est d’environ 6 secondes pour une structure à simple canal.
Cette solution présente donc une vitesse importante et rend difficile l’arrêt précis à 150 nm de
la zone active. L’introduction de la couche d’arrêt, exposée précédemment, est une solution à ce
problème.
Cette étape se finit par une dissolution du masque de résine dans une solution d’acétone.
4.2 Isolation électrique
L’isolation électrique du composant se fait par un dépôt de résine. La résine a remplacé le
diélectrique SiO2, utilisé auparavant, pour plus de simplicité et de rapidité dans la réalisation du
composant laser.
Cette étape permet de confiner l’injection électrique au niveau du ruban. La Figure 2.22
illustre le résultat sur nos structures laser après isolation électrique.
Résine
Cladding supérieur
e ≈1,3 µm
Cladding inférieur
Substrat
Zone active
Figure 2.22 : Facette du composant laser après isolation électrique.
4.3 Dépôts métalliques, amincissement et montage
La réalisation des contacts est une étape déterminante pour la résistance série du futur
composant car la composition et la qualité des couches déposées influent sur sa valeur. Une étude
faite pour des contacts larges, a montré qu’une couche d’accroche de titane suivie par une couche
d’or permettent d’obtenir des valeurs de résistance série satisfaisantes [Salhi 2004].
Elle se réalise par une étape de lithographie optique suivie d’un dépôt métallique de titane
et d’or (de 30 et 300 nm d’épaisseurs respectives) et se termine par un processus de lift-off (cf.
Figure 2.23).
Ruban
Figure 2.23 : Schéma de la diode laser avec son ruban métallique.
62
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
Ensuite, un amincissement du substrat à 150 µm et un dépôt métallique face inférieure,
identique à celui réalisé sur la face supérieure, sont réalisés. Enfin, après avoir clivé des diodes de
différentes longueurs, les composants sont montés sur des embases en cuivre. Le composant final
est illustré sur la Figure 2.24.
Céramique dorée pour le
report de contact
Fil d’or reliant la diode à la
céramique
Diode laser
Figure 2.24 : Photo de la diode laser sur son support.
5 Conclusion
Dans ce chapitre, les étapes technologiques de fabrication des lasers Fabry-Pérot ont été
décrites. C’est un procédé mature et adapté à nos structures permettant de réaliser rapidement
des composants lasers à contacts larges ou étroits.
Cependant, il présentait, au début de ce travail de thèse, quelques inconvénients pour
l’application visée provenant essentiellement de l’étape de gravure.
En effet, pour répondre aux spécifications de l’application et obtenir une émission
monomode, dans les trois directions, à une longueur d’onde de 2,6 µm, plusieurs paramètres ont
été optimisés.
Le caractère monomode de l’émission transverse est favorisé lors de la croissance en
réalisant un guide d’onde d’épaisseur inférieure à 900 nm.
Pour avoir une émission monomode latérale, les simulations ont montré que, pour un
ruban de 5 µm de large, il est nécessaire d’avoir une couche résiduelle de cladding supérieur de 150
nm. Or, l’arrêt de l’attaque, à une distance de l’ordre de 150 nm de la zone active, est difficile avec
la solution de gravure du laboratoire en raison d’une vitesse trop importante.
Plusieurs études ont donc été menées sur d’autres solutions de gravure mais la solution
retenue pour cette étape de gravure réside en l’introduction d’une couche d’arrêt. Cette couche,
composée d’un super réseau en InAs/AlSb, permet l’arrêt systématique de l’attaque chimique et
assure ainsi une émission monomode latérale.
La technologie DFB, expliquée en détails dans la troisième partie de ce manuscrit, devrait
permettre de forcer l’émission du laser à être systématiquement monofréquence dans la direction
longitudinale. Cette technologie consiste, grâce à un réseau métallique déposé de part et d’autre
63
Chapitre 2 : Les lasers Fabry-Pérot
du ruban, à effectuer un couplage par les pertes dans la cavité. Ce couplage introduit des pertes
pour tous les modes de la cavité Fabry-Pérot. Ces pertes sont minimales pour le mode satisfaisant
la condition de Bragg qui est celui sur lequel se fera l’oscillation laser.
64
Chapitre 3 : Le laser DFB
Chapitre 3
Le laser DFB
65
Chapitre 3 : Le laser DFB
66
Chapitre 3 : Le laser DFB
1 Introduction
Ce chapitre est consacré à une nouvelle technologie mise en place au laboratoire, la
technologie DFB à couplage latéral ou LC-DFB.
Pour assurer une émission laser sur un seul mode longitudinal et ainsi pouvoir mesurer le
dioxyde de carbone et la vapeur d’eau dans l’air ambiant par TDLAS, cette technologie a été mise
au point sur nos structures à base d’antimoniure de gallium. Elle consiste, pour l’essentiel, à
déposer un réseau de Bragg métallique de part et d’autre du ruban laser pour générer une
modulation périodique des pertes de la cavité.
Cette réalisation s’est faite au cours de diverses missions au LPN dans le cadre d’un projet
avec le CNES.
Dans un premier temps, des éléments de théorie vont être exposés pour mieux
comprendre comment un réseau de Bragg induit un phénomène de couplage de modes dans la
cavité d’un laser DFB. Puis, nous verrons la particularité des lasers DFB à couplage latéral réalisés
au cours de cette thèse. Enfin, les étapes de fabrication d’un tel laser seront décrites.
67
Chapitre 3 : Le laser DFB
2 Introduction au laser DFB
Le laser à contre réaction répartie, que l’on appelle plus communément laser DFB pour
Distributed FeedBack en anglais, fît sa première apparition dans la recherche scientifique au début
des années 1970 avec les travaux entrepris par H. Kogelnik sur les réseaux holographiques
[Kogelnik 1969]. La première émission laser DFB fut mise en évidence, un an plus tard, sur
substrat GaAs [Kogelnik 1971] avec une longueur d’onde de 630 nm. Cette technologie,
permettant d’obtenir des lasers avec des très bonnes propriétés spectrales, a entrainé de
nombreuses recherches, sur substrat InP et GaAs, dans le domaine des télécommunications pour
améliorer les systèmes optiques fibrés comme, par exemple, les systèmes WDM (Wavelength
Division Multiplexing).
Un laser DFB offre, en effet, de nombreux intérêts tels qu’une émission monofréquence,
une bonne sélectivité spectrale, une largueur de raie étroite et un grand rapport de suppression
des modes secondaires même sous modulation. Par ailleurs, il présente les mêmes avantages que
les lasers Fabry-Pérot classiques avec une faible consommation électrique et un faible
encombrement.
2.1
Principe de fonctionnement
L’idée de base est de réaliser un guide d’onde ondulé en introduisant un réseau de Bragg à
proximité immédiate de la zone active (cf. Figure 3.01).
Λ
x
Cladding supérieur
z
y
Zone active
Guide d’onde
Figure 3.01 : Géométrie d’une cavité laser DFB.
Les ondes, se propageant dans cette structure périodique, vont être réfléchies à chaque
période du réseau Λ et amplifier, par dispersion de Bragg, les ondes se propageant en sens
inverse. Ce mécanisme de rétroaction, distribué le long de la cavité (cf. Figure 3.02), va engendrer
un « couplage » entre les ondes aller et les ondes retour.
68
Chapitre 3 : Le laser DFB
Figure 3.02 : Schéma du couplage entre les ondes propagatives et
contrapropagatives dans une structure DFB.
De plus, si ce milieu présente un spectre de gain centré sur la fréquence de résonance du
réseau, il y aura une condition d’oscillation laser pour une longueur d’onde bien précise. Le réseau
permettra ainsi une sélection spectrale et la longueur d’onde d’émission de ce laser sera
déterminée par la condition de Bragg de l’équation suivante :
λemis =
Avec :
2neff * Λ
(3.01)
k
λemis : Longueur d’onde émise (m).
neff : Indice du mode guidé.
Λ : Pas du réseau (m).
k : Ordre de diffraction du réseau pris égal à 1.
2.2 Analyse des lasers DFB par la théorie des modes couplés
2.2.1 Equation des modes couplés
La théorie des lasers DFB se base sur le formalisme des modes couplés [Kogelnik 1972].
→
→
Le but de cette théorie est d’exprimer les champs électromagnétiques E et H de la structure
DFB complète comme étant une combinaison linéaire des modes du guide d’onde non perturbé
→
→
e et h suivant les équations suivantes :
→
→
→
E (x, y, z) = a + (z) e + (x, y) + a − (z) e − (x, y)
→
→
→
H (x, y, z) = a + (z) h + (x, y) + a − (z) h − (x, y)
Avec : a ± (z) = exp[ j (ωt ± β z ) : Ondes propagatives et contrapropagatives.
69
(3.02)
(3.03)
Chapitre 3 : Le laser DFB
→
→
Ceci permet de remplacer les équations de Maxwell satisfaites par E et H par une paire
d’équations différentielles couplées qui décrivent l’évolution des amplitudes des modes aller a + et
des modes retour a − dans le réseau.
On suppose dans le modèle des ondes couplées que l’amplitude E du champ électrique et
les constantes du guide d’onde ne sont dépendantes que de la direction de propagation z. Le
champ électrique vérifie donc l’équation de propagation suivante :
∂2
E + k 2E = 0
2
∂z
(3.04)
En l’absence de réseau, les champs décrivant la propagation de la lumière dans un guide
d’onde non perturbé obéissent aux relations suivantes:
Avec : β =
2πneff
λ
+ j
d
a + (z) = jβ a + (z)
dz
(3.05)
d
a − (z) = − jβ a − (z)
dz
(3.06)
g − αi
: Constante de propagation du guide d’onde à une longueur d’onde λ (cm-1).
2
g : Gain modal (cm-1)
α i : Pertes internes (cm-1)
L’ajout du réseau dans le guide d’onde entraîne le couplage de ces deux équations, traduit
par le second terme dans les relations suivantes [Garidel 2004] :
d
a + (z) = jβ a + (z) + κ exp (jk g z) a - (z)
dz
(3.07)
d
a − (z) = − jβ a − (z) + κ *exp (-jk g z) a + (z)
dz
(3.08)
Avec : κ : Coefficient de couplage (m-1).
κ * : Complexe conjugué du coefficient de couplage
kg =
2π
: Vecteur d’onde du réseau (m-1)
Λ
2.2.2 Ecriture matricielle
Pour résoudre ce système d’équations, on effectue le changement de variables suivant :
j
a + (z) = A + (z)exp ( k g z)
2
70
(3.09)
Chapitre 3 : Le laser DFB
j
a - (z) = A − (z)exp (- k g z)
2
(3.10)
Et on obtient un nouveau système d’équations :
d
A + (z) = jδ A + (z) + κA - (z)
dz
d
A − (z) = − jδ A − (z) + κ *A + (z)
dz
Avec : δ =
(3.11)
β 2 − β 02
w − w0
≈ β th - β 0 = n
: Fréquence normalisée.
2β
c
β 0 et β th : Constantes de propagation à la fréquence de Bragg et au seuil laser (m-1)
w0 : Fréquence de Bragg (Hz)
On peut alors écrire les équations des modes couplés sous la forme du système matriciel suivant :
d ⎡A + (z)⎤ ⎡ jδ κ ⎤ ⎡A + (z)⎤
⎢
⎥=
⎢
⎥
dz ⎣ A − (z)⎦ ⎢⎣ κ * - jδ ⎥⎦ ⎣ A − (z)⎦
(3.12)
2.2.3 Résolution matricielle
La méthode de résolution consiste à utiliser une décomposition en vecteurs propres. Après
calcul, on trouve les valeurs propres et les vecteurs propres suivants :
λ1 = γ
(3.13)
λ2 = −γ
⎡ jδ + γ ⎤
V1 = ⎢ * ⎥
⎣ κ ⎦
⎡ -κ ⎤
V2 = ⎢
⎥
⎣ jδ + γ ⎦
(3.14)
2
2
En posant : γ = κ + (α − jδ ) : Constante de propagation complexe (m-1)
L’égalité matricielle résultante fait apparaitre des conditions initiales provenant de la
résolution du système d’équations différentielles par la décomposition en vecteurs propres :
[
]
[
0 ⎤ r r
⎡A + (z)⎤ r r ⎡exp(λ1z)
=
V
V
V1 V2
1
2
⎢A (z) ⎥
⎢ 0
exp(λ 2 z)⎥⎦
⎣ − ⎦
⎣
]
−1
⎡A + (0)⎤
⎢A (0) ⎥
⎣ − ⎦
En remplaçant les valeurs et vecteurs propres, on trouve après calcul :
71
(3.15)
Chapitre 3 : Le laser DFB
δ
κ
⎤
⎡
cosh(γz ) + j sinh(γz )
sinh(γz)
⎥ ⎡A (0) ⎤
⎢
⎡A + (z) ⎤
γ
γ
⎥⎢ + ⎥
⎢
=
*
⎢A (z) ⎥
κ
δ
A (0)
⎣ − ⎦ ⎢
sinh(γz )
cosh(γz ) − j sinh(γz ) ⎥ ⎣ − ⎦
⎥
⎢⎣
γ
γ
⎦
(3.16)
En revenant à l’expression originale des amplitudes des modes aller et retour a + et a − , on
exprime les solutions des équations des modes couplées sous la forme matricielle suivante :
κ
⎤
j
⎤ ⎡cosh(γz ) + j δ sinh(γz )
⎡
sinh(γz)
0
⎥ ⎡a (0) ⎤
⎥⎢
⎡a + (z) ⎤ ⎢exp( 2 k g z)
γ
γ
⎥ ⎢ + ⎥ (3.17)
⎢
*
⎥
⎢a (z) ⎥ = ⎢
j
δ
κ
a (0)
⎣ − ⎦ ⎢
0
exp( − k g z) ⎥ ⎢
sinh(γz)
cosh(γz ) − j sinh(γz ) ⎥ ⎣ − ⎦
⎥
⎢
2
⎦⎣
⎣
γ
γ
⎦
Cette matrice permet de définir les amplitudes des modes couplés en chaque point z
connaissant les conditions initiales en z=0, c'est-à-dire à l’entrée du réseau.
Si on suppose qu’il n’y a aucune lumière incidente sur la droite du guide, c'est-à-dire que
a − (L) = 0 et que la seule lumière incidente dans le guide vient de la gauche, c'est-à-dire
a + (0) = 1 , alors on peut écrire :
κ
⎤
j
⎡
⎤ ⎡cosh(γL) + j δ sinh(γL)
sinh(γL)
k
z)
0
exp(
⎥ ⎡1⎤
⎢
g
t
⎢
⎥
⎡ ⎤
γ
γ
2
⎥ ⎢ ⎥ (3.18)
⎢
*
⎥
⎢0 ⎥ = ⎢
j
δ
κ
r
⎢
⎣ ⎦ ⎢
0
exp( − k g z) ⎥
sinh(γL)
cosh(γL) − j sinh(γL)⎥ ⎣ ⎦
⎥
⎢
2
⎣
⎦⎣
γ
γ
⎦
Cela donne le coefficient de réflexion du réseau suivant :
κ* tanh(γL )
r(δ ) = −
γ − jδ tanh(γL )
(3.19)
Pour un laser DFB « idéal », sans réflexion aux facettes, les solutions de l’équation des modes
couplés, correspondant aux modes DFB de la structure, se déduisent de la divergence du
coefficient de réflexion du réseau, c'est-à-dire, lorsqu’il devient le plus grand possible. Il faut donc
que le dénominateur de l’équation 3.19 devienne nul :
γth = jδth tanh(γ th L)
(3.20)
La résolution numérique de cette équation donne pour solutions les différents modes DFB
possibles de la cavité. Chacun est associé à une valeur propre de constante de propagation
complexe γ th avec une constante de gain α th et une fréquence de résonance normalisée δ th .
72
Chapitre 3 : Le laser DFB
La détermination de ces paramètres pour un DFB avec réflexion aux facettes se fait de la
même manière mais fait intervenir les coefficients de réflexion et de transmission des facettes
[Coldren 1995].
2.2.4 Description des modes DFB
2.2.4.1
Coefficient de couplage
Le paramètre essentiel qui caractérise un laser DFB est le coefficient de couplage κ . Il
quantifie la force de la dispersion arrière de Bragg et donc la quantité de rétroaction, c'est-à-dire
de puissance transférée du mode aller a+ (z) vers le mode retour a- (z) par unité de longueur (cf.
Figure 3.03).
Λ
n1
x=0
x = -a
n2
x = -t
n3
a+(0)=a0
a+(z)
a-(L)=0
a-(z)
z
0
L
R
T
T
Figure 3.03 : Schéma illustrant le couplage entre les ondes contrapropagatives dans une structure DFB. a et
t représentent respectivement la profondeur du réseau et la distance de la zone active par rapport au réseau.
R et T représentent respectivement les facteurs de reflexion et transmission des facettes de la cavité.La
couche d’indice n3 représente la zone active.
Selon la littérature, il y a plusieurs expressions de ce coefficient. Une première approximation
est donnée, en 1972, dans les travaux de Kogelnik. Selon ces travaux, un laser DFB peut être soit
à couplage par le gain, soit à couplage par les pertes soit une combinaison des deux.
En effet, suivant les propriétés du réseau de Bragg inséré aux alentours de la zone active, il y
a une modulation spatiale de l’indice de réfraction n(z) et/ou de la constante de gain α (z). Ces
deux paramètres sont définis par les équations suivantes selon une modulation supposée ici
sinusoïdale :
n( z ) = n + n1 cos 2 β 0 z
(3.21)
α ( z ) = α + α1 cos 2 β 0 z
(3.22)
73
Chapitre 3 : Le laser DFB
Avec : n et α : Valeurs moyennes de l’indice de réfraction et de la constante de gain du milieu (m-1)
n1 et α1 : Amplitudes des modulations spatiales de l’indice de réfraction et de la constante de gain du
milieu
(m-1)
β0 : Constante de propagation de l’onde à la fréquence de Bragg (m-1)
Le coefficient de couplage s’écrit alors sous la forme suivante :
κ=
πn1 1
+ jα 1
λ 2
(3.23)
Cette expression se simplifie si on a affaire à une modulation uniquement par l’indice ou
uniquement par le gain. Ainsi si le laser DFB est à couplage par l’indice (IC-DFB Laser), il y a une
modulation spatiale de l’indice de réfraction, le coefficient de couplage est réel et α1 est nul. Pour
un laser à couplage par le gain (GC-DFB Laser), équivalent à un laser à couplage par les pertes, le
couplage entre les ondes aller et retour est fourni par un milieu à gain qui varie périodiquement le
long de la cavité [Osowski 1997], le coefficient de couplage est imaginaire et n1 est nul.
Une autre approximation, donnée un an plus tard, dans les travaux de Yariv [Yariv 1973]
exprime le coefficient de couplage comme étant dépendant des paramètres géométriques du
guide d’onde (cf. Figure 3.03) :
λ0
λ0 2 ⎤
⎡
3
(
)
3
(
)
⎥
2π ( n − n ) a 3 ⎢
a
a
( ) ⎢1 +
+ 2 2
κ=
2 ⎥
2
2 1/ 2
3λ0 k
t ⎢ 2π (n2 − n1 )
4π ( n2 − n1 ) ⎥
n2
⎣
⎦
2
2
2
2
1
(3.24)
Avec : k : ordre du réseau
Il existe encore d’autres expressions théoriques du coefficient de couplage [Kudo 1993]
[Caroll 1998] mais, dans ce manuscrit, nous retiendrons la première expression issue des travaux
de Kogelnik.
2.2.4.2 Couplage par l’indice, couplage par le gain
D’après la théorie de Kogelnik, pour un laser à couplage par l’indice ( κ réel, α1=0), la
résolution numérique de l’équation aux valeurs propres 3.20 montre que l’évolution de la
constante de propagation en fonction de la fréquence normalisée (ω/c0) présente une bande
interdite centrée sur la fréquence de Bragg ω0. Cette stopband entraîne un spectre de modes
symétrique autour de la fréquence de Bragg et donc une émission bimode autour de cette même
fréquence (cf. Figure 3.04).
74
Chapitre 3 : Le laser DFB
αth
Δν=c/2L
Modes DFB
νBragg
ν
Figure 3.04 : Schéma illustrant le spectre de modes pour un laser DFB à couplage par
l’indice avec pour chaque mode le gain au seuil nécessaire. Les pointillés représentent les
positions des modes pour une cavité « classique » Fabry-Pérot (sans DFB) séparés par
l’intervalle spectral libre Δν.
Pour éviter le fonctionnement bimode d’une structure à couplage par l’indice, plusieurs
techniques ont été utilisées comme les lasers DFB à saut de phase (Phase-Shift DFB) [Jacquet
1992] ou les lasers DFB à couplage latéral (LC-DFB) qui sont le sujet de cette thèse.
Les lasers à couplage par le gain ( κ imaginaire, n1=0) ne présentent pas de bande
interdite en fréquence. L’émission se produit donc à la fréquence de Bragg avec un spectre de
modes symétrique (cf. Figure 3.05).
Δν=c/2L
αth
Modes DFB
ΔνDFB
νBragg
ν
Figure 3.05 : Schéma illustrant le spectre de modes pour un laser DFB à couplage par le gain.
L’espacement entre les modes pour les lasers DFB est défini par la relation suivante [Willems
1991] :
Δν DFB =
1,5 2
cκ
πneff tanh(κL)
(3.25)
On constate sur ces deux figures que plus on s’éloigne de la condition de Bragg, plus les
seuils lasers des modes DFB augmentent, ce qui rend ces structures très sélectives spectralement.
Enfin, la force du couplage κ L sur de telles structures a une grande influence. En effet, plus
le couplage est fort plus la largeur de la bande interdite est grande pour une structure à couplage
par l’indice. Inversement, plus ce couplage est faible plus les propriétés de résonance de ces deux
types de structures se rapprochent d’une cavité Fabry-Pérot classique.
75
Chapitre 3 : Le laser DFB
En réalité, il est difficile de réaliser des lasers DFB à couplage purement par l’indice ou
par le gain, on parle alors de lasers à couplage complexe (CC-DFB Laser) [Kapon 1982].
2.3 Fabrication
Pour fabriquer un laser DFB et ainsi obtenir une modulation périodique de l’indice de
réfraction et/ou de la constante de gain, on réalise un réseau à proximité de la zone active,
s’apparentant à une couche présentant une rugosité périodique.
Classiquement, la réalisation de cette structure se fait par une gravure du guide d’onde et
nécessite donc une reprise d’épitaxie. On obtient alors un laser DFB avec un réseau « enterré »
(cf. Figure 3.06).
Figure 3.06: Schéma d’une structure laser DFB « classique ».
Cette méthode est bien maitrisée sur substrats GaAs et InP pour des longueurs d’onde
télécoms mais la reprise d’épitaxie pose un problème pour les structures dont les couches ont une
forte concentration en aluminium car ces couches s’oxydent lors de la mise à l’air pour réaliser le
réseau.
Pour éviter une reprise d’épitaxie, le réseau de Bragg doit être réalisé une fois la croissance
des couches effectuée. C’est le cas des lasers DFB à couplage latéral (LC-DFB laser).
Plusieurs techniques de fabrication existent pour générer ce couplage latéral. La première
ayant été développée consiste à graver profondément un réseau directement sur le ruban laser
[Liau 1985] et d’injecter le courant par les cotés (cf. Figure 3.07). Une autre technique utilisée
pour les lasers RWG (Ridwe WaveGuide Laser) [Miller 1992] consiste à réaliser le réseau de part et
d’autre du laser en effectuant une gravure profonde à travers la couche tampon et le cladding
supérieur (cf. Figure 3.08).
76
Chapitre 3 : Le laser DFB
Figure 3.07: Schéma d’une structure laser DFB
avec un réseau sur le ruban laser.
Figure 3.08: Schéma d’une structure laser RWGDFB.
L’inconvénient de ces deux techniques est qu’une gravure profonde (p≈ 1µm) et
uniforme de la structure est nécessaire pour définir le réseau.
Une alternative, faisant l’objet de cette thèse, est apportée par les lasers DFB à couplage
latéral avec un réseau défini sur les flancs et de part et d’autre du ruban laser. Ce réseau peut être
constitué d’un diélectrique [Martin 1994] ou d’un métal [Kamp 2001] qui apporte un couplage
complexe majoritairement par le gain.
3 Le laser DFB à couplage latéral
3.1
Définition
Le laser DFB à couplage latéral (LC-DFB laser) est apparu au début des années 1990 avec
les travaux du Jet Propulsion laboratory [Lang 1992] pour répondre aux problèmes de fabrication
causés par la reprise d’épitaxie des lasers DFB classiques. En effet, pour les lasers à courtes
longueurs d’onde (λ<850 nm) et les lasers moyen infrarouge sur substrat GaSb, les fortes
concentrations en aluminium rendent difficile la fabrication en deux étapes d’épitaxie car
l’exposition à l’air, pour réaliser le réseau, engendre une oxydation systématique des couches
créant des problèmes d’interface.
Pour fabriquer un laser DFB sans reprise d’épitaxie, on réalise un ruban par gravure après
la croissance de la structure et on définit alors un réseau de Bragg métallique de part et d’autre de
ce ruban (cf. Figure 3.09).
Λ
Figure 3.09 : Structure d’un laser LC-DFB, Λ est le pas du réseau.
77
Chapitre 3 : Le laser DFB
3.2 Etat de l’art
De tels lasers ont été réalisés sur des matériaux divers, donnant accès à des longueurs d’onde
allant de 400 nm à presque 2,4 µm. Ces composants sont utilisés en tant que diodes de pompe ou
pour des applications spectroscopiques (400 nm- 1 µm), pour les télécommunications (1,3 et
1,55 µm) et enfin pour l’analyse de gaz (λ>2 µm).
Le tableau ci-dessous présente un état de l’art au début de ce travail de thèse, suivant la
longueur d’onde, de ces composants (nous n’avons retenu que les lasers à puits quantiques).
Ith
Applications
λ (µm)
0,4
0,518
0,935
(mA)
470 (Pulsé)
25 (Pulsé)
25
SMSR
(dB)
≈20
25
30
Matériaux
GaInN/GaN
(SiC)
CdZnSe
(SiC)
InGaAs
(GaAs)
Diode de
pompe,
Spectroscopie
0,937
0,968
0,98
1,05
Télécoms
25
15
9
28 (Pulsé)
30
46
45
40
1,27-1,304
30
44
1,3
17
45
78
InGaAs
(GaAs)
InGaAs
(GaAs)
InGaAs
(GaAs)
InGaAs
(GaAs)
Equipes
Université de Stuttgart
(Stuttgart, Allemagne)
[Schweizer 2002]
Université de Würzburg
(Würzburg, Allemagne)
[Legge 1999]
Université de Delaware,
(Delaware, USA)
[Martin 1995]
Université de Cornell
(New york, USA)
[Tiberio 1995]
Université d’Osaka
(Osaka, Japon)
[Das 2004]
Université de Würzburg
(Würzburg, Allemagne)
[Kamp 1999]
Université d‘Illinois
(Illinois, USA)
[Osowski 1997]
GaInNAs
Nanoplus GmbH (Allemagne)
(GaAs)
[Gollub 2002]
InGaAsP
Pioneer Corp (Japon)
(InP)
[Chen 2000b]
Chapitre 3 : Le laser DFB
1,53
1,55
1,57
21
50
12
47
45
55
1,57
18
40
1,58
32
42
2
20
31
2,08
35
30
2,33
50
35
2,4
30
33
TDLS
InGaAsP
(InP)
InGaAsP
(InP)
InGaAsP
(InP)
Jet Propulsion Laboratory
(Californie, USA)
[sin 2001]
Université de Würzburg
(Würzburg, Allemagne)
[Rennon 2000]
Infineon Technologies
(Munich, Allemagne)
[Schreiner 2003]
InGaAsP
Pioneer Corp (Japon)
(InP)
[Watanabe 1998]
InGaAsP
Université de Würzburg
(InP)
[Muller 2001]
GaInAsSb
Université de Wurzburg
(GaSb)
[Bleuel 2001]
GaInAsSb
Université de Wurzburg
(GaSb)
[Kamp 2001]
GaInAsSb
(GaSb)
Nanoplus GmbH (Allemagne)
GaInAsSb
Université de Würzburg
(GaSb)
[Hummer 2004]
Tableau 3.01 : Etat de l’art des lasers DFB à couplage latéral. Tous les composants sont à ruban
étroit (l≈2 µm) et fonctionnent à température ambiante.
Comme on peut le constater dans ce tableau, ces diodes lasers couvrent un spectre très
large avec des longueurs d’onde allant du visible au moyen infrarouge. Ces composants
fonctionnent en continu et à température ambiante exception faite des lasers émettant aux faibles
longueurs d’onde (λ=400 nm et λ=1 µm) qui fonctionnent en pulsé.
En ce qui concerne les matériaux utilisés, la plupart de ces composants sont à base
d’éléments III-V avec une faible utilisation des éléments II-VI pour les très faibles longueurs
d’onde.
Pour les faibles longueurs d’onde, l’essentiel des composants sont sur substrat GaAs avec
des zones actives composées de puits quantiques en InGaAs. Ils fonctionnement en pulsé ou en
continu et présentent un rapport de suppression des modes secondaires élevé (SMSR≈30 dB).
Pour les applications de télécommunications à 1,3 µm et 1,55 µm sur substrats GaAs et
InP, la technologie à couplage latéral est préférée à la fabrication classique car l’utilisation d’une
seule étape d’épitaxie est plus simple. Ces lasers présentent un fonctionnement en continu et à
79
Chapitre 3 : Le laser DFB
température ambiante avec des seuils laser honorables (10<Ith< 50 mA) et des rapports de
suppression de modes secondaires très élevés (SMSR≈40 dB).
Au début de ce travail de thèse, peu de recherches existent sur les lasers DFB à couplage
latéral avec des zones actives composées de puits quantiques émettant au dessus de 2 µm et
l’essentiel des efforts est réalisé par l’équipe du Pr Forchel (Université de Würzburg).
Pour atteindre les longueurs d’onde plus élevées (λ>2 µm), les matériaux télécoms ne
suffisent pas. Il faut changer de filière et passer aux matériaux à petits gaps (GaSb, InAs) qui
permettent d’atteindre des longueurs d’onde élevées compatibles avec la détection de gaz tels que
le méthane ou le dioxyde de carbone.
Ces lasers ont des zones actives constituées de puits quantiques en GaInAsSb. Ce sont
des composants qui fonctionnent à température ambiante et qui présentent des seuils lasers
relativement faibles (20<Ith<50 mA) et des rapports de suppression de modes secondaires élevés
(SMSR≈30 dB)
Pour rendre l’émission adaptée à l’analyse de gaz avec un fonctionnement monofréquence
et des seuils lasers bas entre 2 et 3 µm, le couplage latéral des lasers DFB, mis au point dans le
cadre de ma thèse, s’effectue avec un réseau métallique de part et d’autre du ruban. C’est cette
technologie qui va être définie dans ce qui suit.
3.3 Principe de fonctionnement
On parle de couplage latéral ou par les pertes car le couplage entre les ondes
contrapropagatives est fourni par le réseau métallique absorbant entrainant une variation de la
partie complexe de l’indice et donc des pertes périodiques le long de la cavité. Le fonctionnement
de ces lasers repose sur l’interaction entre la partie évanescente du mode guidé de la cavité et le
réseau latéral. Il est donc indispensable que le recouvrement latéral du champ optique avec le
réseau soit suffisant.
Pour faire un parallèle avec la théorie de Kogelnik, ce sont des lasers à couplage complexe
majoritairement par le gain avec une émission sur un mode et pas de bande interdite. On peut
écrire le coefficient de couplage de la manière suivante [Liew 1995] :
κ = κ n − iκ l
Avec :
(3.26)
κ n : Coefficient de couplage par l’indice (m-1)
κ l : Coefficient de couplage par les pertes (m-1)
L’influence de ces deux types de couplage sur nos structures va être détaillée dans ce qui suit.
80
Chapitre 3 : Le laser DFB
3.3.1 Couplage par l’indice
Le couplage par l’indice, représenté par son coefficient κ n , est lié à la profondeur de
gravure p du ruban laser, à sa largeur l et à l’épaisseur du réseau [Choi 1996].
En effet, ces trois paramètres vont influer sur le contraste d’indice et par conséquent sur
le recouvrement du mode avec le réseau de Bragg [Martin 1994] (cf. Figure 3.10).
l
l
p
p
Figure 3.10: Schéma illustrant l’influence de la profondeur de gravure p
sur le recouvrement (représenté en rouge) du champ optique et du réseau.
Comme énoncé au chapitre 2, pour favoriser une émission monomode dans la direction
latérale, la largeur du ridge doit être de 5 µm et la couche résiduelle de cladding supérieur doit être
de l’ordre de 150 nm. En ce qui concerne le réseau, l’épaisseur de la couche métallique ne doit
pas être trop importante car le mode risque d’être déconfiné. Pour nos longueurs d’onde, une
couche métallique de chrome d’épaisseur 50 nm est suffisante pour assurer un couplage efficace
[Kamp 2001]. Une simulation du confinement optique du champ sur nos structures, à l’aide du
logiciel de simulation à 1 dimension Matlab compte tenu de ces paramètres montre que le
recouvrement du mode guidé avec le réseau est de 12 % (cf. Figure 3.11).
3.40
Ridge
3.38
0.25
Réseau
Réseau
3.36
0.20
Indice
3.34
0.15
3.32
3.30
0.10
Recouvrement
3.28
0.05
3.26
0.00
0
2
4
6
8
10
12
Intensité normalisée du champ Optique
0.30
14
Position (µm)
Figure 3.11 : Simulation du confinement optique du champ pour une structure DFB émettant à 2,6 µm.
3.3.2 Couplage par le gain
Le couplage par le gain (ou les pertes), représenté par son coefficient κ l , est
majoritairement lié au réseau métallique qui fournit une modulation périodique de l’absorption.
Lorsque le recouvrement entre la partie évanescente du mode et le réseau est suffisant, le
réseau va jouer le rôle d’un filtre fréquentiel en introduisant des pertes aux modes guidés ne
81
Chapitre 3 : Le laser DFB
respectant pas la condition de Bragg permettant ainsi l’émission d’un seul mode avec une bonne
sélectivité spectrale.
L’efficacité de ce couplage est reliée à plusieurs paramètres du réseau. Tout d’abord le
réseau doit être constitué d’un matériau fortement absorbant (partie imaginaire forte) à la
longueur d’onde de travail. Pour nos longueurs d’onde, on utilise du chrome (α≈3,9 *105cm-1).
Ensuite les pertes introduites peuvent être optimisées en ajustant le rapport cyclique du
réseau. Une étude sur l’influence du rapport cyclique pour des lasers DFB à couplage par le gain
avec un réseau absorbant a démontré qu’un rapport cyclique autour de 15% donne un coefficient
de couplage optimum quelque soit l’ordre du réseau [Cao 1992].
Enfin, la proximité du réseau par rapport au ruban laser est très importante car le champ
optique décroit exponentiellement en dehors du guide d’onde. Par conséquent, plus le réseau est
proche du ruban laser meilleure est l’interaction entre la partie évanescente du mode guidé et le
réseau.
3.3.3 Expression du coefficient de couplage
En se basant sur la théorie exposée sur les lasers RWG-DFB (Ridge WaveGuide DFB)
déduite du formalisme de Kogelnik, on peut écrire le coefficient de couplage de la façon
suivante [Agrawal 1985]:
κ = ΓLκ1 + ΓLκ 2
w/ 2
Avec : :
ΓL
∫
=
∫
ψ 2 ( x)dx
−w / 2
∞
−∞
(3.27)
ψ 2 ( x)dx
: Facteur de confinement latéral
ψ (x) : Champ optique
κ1 et κ 2 : Coefficients de couplage sur les cotés du ridge et sous le ridge (m-1).
Mais, pour nos lasers, le réseau de Bragg n’est présent que de part et d’autre du ridge
( κ 2 = 0 ), on peut donc écrire :
k02
κ = ΓLκ1 = ΓL
Δε 1 ( y, z )φ 2 ( y ) dy
∫
2β
Avec : k0 : Nombre d’onde dans le vide (m-1)
β : Constante de propagation du mode (m-1)
Δε 1 : Permittivité induite par le réseau de part et d’autre du ruban (F. m-1)
82
(3.28)
Chapitre 3 : Le laser DFB
φ y : Distribution transverse du champ optique
Cette expression peut être simplifiée dans le cas des réseaux rectangulaires et on obtient
l’expression suivante :
( n22 − n12 ) sin(πmγ )
ΓL
κ =
neff λ
m
Avec :
(3.29)
n1 et n2 : Indices de réfraction des matériaux au dessus et au dessous du réseau
neff : Indice effectif du mode guidé
m :Ordre du réseau
γ : Rapport cyclique du réseau
Comme on peut le constater, le coefficient de couplage κ est étroitement lié au contraste
2
2
d’indice ( n2 − n1 ) aux paramètres du réseau m et γ .
Selon la littérature, les valeurs des coefficients de couplage des composants DFB à
couplage latéral sont illustrées dans le tableau suivant.
λ (µm)
κ (cm-1)
0,935
5,9
0,980
10
1,3
79
1,57
95
2,08
5< κ <20
Matériaux
Equipes
InGaAs
Université de Delaware,
(GaAs)
[Martin 1995]
InGaAs
Université de Würzburg
(GaAs)
[Kamp 1999]
InGaAsP
Pioneer Corp (Japon)
(InP)
[Chen 2000b]
InGaAsP
Pioneer Corp (Japon)
(InP)
[Watanabe 1998]
GaInAsSb
Université de Wurzburg
(GaSb)
[Kamp 2001]
Tableau 3.02 : Valeurs du coefficient de couplage pour les composants DFB à couplage latéral.
Comme on peut le constater, le coefficient de couplage ne dépend pas de la longueur
d’onde mais de la technologie mise en œuvre pour réaliser l’effet DFB. Les valeurs élevées
obtenues [Chen 2000b] [Watanabe 1998] sont expliquées par une profondeur de réseau et un
rapport cyclique importants (p>300 nm, d=60 %). Ensuite si le réseau est réalisé par gravure du
cladding [Martin 1995], l’écart d’indice est peu important et par conséquent le coefficient de
couplage aussi. Enfin, dans notre cas, lorsque le réseau est réalisé par un dépôt et qu’il est donc
83
Chapitre 3 : Le laser DFB
constitué d’un métal, les valeurs du coefficient de couplage, lié principalement aux paramètres
d’absorption du métal, sont de l’ordre de 10-20 cm-1[Kamp 1999] [Kamp 2001].
Pour résumer, en vue d’obtenir un couplage complexe efficace pour les lasers DFB à
couplage latéral, la profondeur de gravure p et les propriétés du réseau comme son pas Λ, son
rapport cyclique et le matériau le constituant doivent être bien choisis.
Nous avons donc utilisé pour nos lasers, à base d’antimoine émettant au dessus de 2,6
µm, une épaisseur de cladding restante après gravure de 150 nm pour une largeur de ridge de 5 µm
et un réseau avec un pas autour de 400 nm présentant un rapport cyclique de 15 %. Une
estimation du coefficient de couplage sur nos structures avec ces paramètres a été réalisée avec le
logiciel aux éléments finis Femlab. Ce logiciel nous permet de calculer l’indice effectif du mode
guidé pour une structure avec le réseau métallique et une structure sans réseau. De ces deux
valeurs on peut déduire le contraste d’indice. Enfin, en utilisant l’approximation de l’équation
(3.23) sans partie imaginaire, la valeur du coefficient de couplage pour nos structures obtenue est
de 12 cm-1, du même ordre que celles trouvées dans la littérature.
Après avoir décrit la théorie des lasers DFB et, en particulier, les lasers DFB à couplage
latéral (LC DFB laser), nous allons maintenant exposer les étapes de fabrication de ces lasers.
3.4 Fabrication des lasers DFB à couplage latéral
Après la croissance de la structure, de nombreuses étapes technologiques sont nécessaires
pour assurer l’émission laser du composant. La difficulté avec les lasers DFB à couplage latéral est
d’obtenir une interaction suffisante entre la partie évanescente du champ optique et le réseau en
surface. Pour optimiser cette interaction, le réseau latéral doit venir bien au contact de la base du
ruban laser. Le ruban doit ainsi présenter des flancs de gravure droits et le fond de gravure doit
avoir un bon état de surface pour optimiser le dépôt du réseau.
Les étapes de fabrication se différencient de celles exposées au chapitre précédent
principalement pour l’étape de gravure et pour la réalisation du réseau latéral.
Au début de ce travail de thèse, le procédé DFB n’existait au LPN que sur des composés InP.
La mise au point de ce procédé sur GaSb, a été faite en collaboration avec les ingénieurs du LPN
au cours de six missions d’une à deux semaines durant ces trois années de recherche.
84
Chapitre 3 : Le laser DFB
3.4.1 Réalisation du ruban laser
Cette étape, divisée en deux parties, permet d’une part de configurer l’injection des
porteurs sur une zone étroite mais aussi, de favoriser le confinement optique horizontal pour
obtenir ainsi une émission monomode latérale.
3.4.1.1
Réalisation du masque
Pour la gravure sèche, on utilise un masque métallique en titane/or qui sert, une fois le
procédé réalisé, de contact ohmique pour le composant. Pour réaliser ce masque, on suit les
étapes de la Figure 3.12.
Figure 3.12 : Schéma du dépôt du masque métallique en titane/or de 300/3000 Ǻ. Le
titane est déposé pour l’accrochage du masque d’or au semi-conducteur.
Comme expliqué dans le chapitre précédent, la largeur du masque est de 5 µm.
3.4.1.2
Gravure
On utilise ici un procédé de gravure sèche. Il permet d’obtenir des flancs de gravure droits
mieux adaptés au dépôt ultérieur du réseau métallique. Ce procédé est beaucoup plus contrôlable
que la gravure humide car il permet, en jouant sur les paramètres du procédé (gaz utilisé,
pression, puissance RF…), d’optimiser la vitesse (et donc la profondeur de gravure) et
l’anisotropie de la réaction.
Après un rappel sur le fonctionnement de la gravure sèche, nous verrons comment nous
avons gravé nos structures
3.4.1.2.1 Rappels sur la gravure sèche
Pour pouvoir transférer des motifs de plus en plus petits, on utilise la gravure sèche qui se
fait dans des bâtis sous vide à l’aide d’un milieu gazeux partiellement ionisé, le plasma. Il existe
85
Chapitre 3 : Le laser DFB
plusieurs systèmes de gravure plasma, les trois principaux utilisent, soit un plasma créé par un
couplage capacitif (CCP : Capacitively Coupled Plasma) utilisé dans un système RIE (Reactive Ion
Etching), soit un plasma créé par un couplage inductif (ICP : Inductively Coupled Plasma), soit un
plasma créé par résonance cyclotronique des électrons (ECR : Electron Cyclotron Resonance).
3.4.1.2.1.1 Principe du plasma
C’est un gaz partiellement ou totalement ionisé. Cette ionisation se fait à l’aide d’une
cathode en présence de gaz dans le bâti (Ex : SF6, SiCl4, O2, Ar, CH4, H2, CHF3).
La cathode, située à la base du bâti, va générer une onde électromagnétique (f=13 ,56
MHz). Cette onde radiofréquence va, suivant sa puissance, ioniser, dissocier ou exciter sur des
niveaux métastables les atomes et molécules présents dans le bâti par impact. Cette ionisation
partielle crée le plasma qui est un mélange gazeux composé d’ions+, de quelques ions-, d’électrons
et d’atomes ou molécules neutres (radicaux libres).
Lors de la gravure, une lumière, issue de la désexcitation électronique à partir des niveaux
métastables des espèces excitées, est émise dans le bâti. (Ex : bleue pour un plasma de SF6,
blanche pour l’O2 et rose foncé pour l’H2).
C’est ce plasma qui va permettre la gravure du semi-conducteur.
3.4.1.2.1.2 Principe de la gravure
Juste au dessus du semi-conducteur, à l’interface plasma / semi-conducteur, une « gaine
plasma » se crée. C’est une zone de déplétion où aucune collision électronique ne se déroule. Les
électrons du plasma, qui ont une mobilité plus importante que les ions et une inertie plus faible,
vont migrer dans cette zone.
Puisqu’aucune évacuation de charges n’est possible par la cathode, il va se créer un champ
électrique vertical au dessus de la surface ou potentiel d’autopolarisation (self-bias) qui va avoir
pour effet d’attirer les ions+ (cf. Figure 3.13).
ERF
eee-
e-
Eautopolar
ee-
Semiconducteur
Cathode
RF
Figure 3.13 : Schéma des phénomènes mis en jeu dans la gaine plasma.
86
Gaine
plasma
Chapitre 3 : Le laser DFB
Les ions du plasma attirés à la surface du semi-conducteur vont réagir avec ce dernier par
réaction chimique. Les composés formés sont volatils (ex : GaCl, AlCl…) et quittent la surface :
le semi-conducteur est gravé.
Plusieurs paramètres agissent sur les propriétés du plasma et donc, de la gravure sèche. La
vitesse de réaction et l’anisotropie sont fonction des débits, de la composition du mélange gazeux
et des pressions partielles des gaz, de la pression totale du bâti, de la puissance RF appliquée, du
bias, de la température de la cathode et enfin de la géométrie du réacteur.
3.4.1.2.2 Application à nos structures
Pour graver nos structures, nous avons utilisé un système ICP, c'est-à-dire que le couplage
entre l’onde et l’antenne est de type inductif. Ce système permet un transfert de puissance au
plasma plus efficace que le couplage capacitif [Rax 2005].
Dans le but de réaliser des rubans lasers d’une largeur de 5 µm et ne laisser qu’une
couche résiduelle de cladding supérieure d’environ 150 nm, un procédé a dû être mis au point.
Chaque plasma est spécifique aux matériaux à graver (cf. Tableau 3.03) et, après une étude
bibliographique, il est apparu que les matériaux III-V et, plus particulièrement, les matériaux à
base de GaSb peuvent se graver avec des mélanges gazeux à base de CH4/H2/Ar [Mileham 1997]
ou à base de chlore sous forme de Cl2 ou de SiCl4 [Pearton 1990].
Matériaux à graver
Plasma utilisé
Silicium
CF4, CF2Cl2, CF3Cl, SF6,C2CIF5, C2F6…
SiO2
CF4, C2F6, C3F8, CHF3
Si3N4
CF4, C2F6, C3F8, CHF3
Résine photosensible
O2
Aluminium
BCl3, CCl4, SiCl4, Cl2
Chrome
Cl2, CCl4
Or
C2Cl2F4, Cl2, CCIF3
BCl3, CCl4, SiCl4, Cl2, CCl3, CCl2F2, CH4/H2,
II-V ou II-VI
C2H6/H2…
Tableau 3.03 : Différents gaz composant le plasma en fonction du matériau à
attaquer [Chen 2000a].
Après plusieurs essais, le procédé mis au point, pour graver une épaisseur de 1,2 µm
(couche en GaSb+cladding supérieur), est à base d’un mélange gazeux de composition suivante:
87
Chapitre 3 : Le laser DFB
BCl3 : Cl 2 : Ar
(4)
(1) (2)
(3.30)
On utilise, pour graver nos couches, deux gaz contenant du chlore (BCl3 et Cl2) ce qui va
générer, après dissociation des deux gaz, un ensemble de radicaux et d’ions plus lourds dans le
but de diminuer la rugosité du fond de gravure. L'argon, utilisé comme gaz vecteur, facilite la
génération d'électrons et permet le bombardement de la surface ce qui favorise les réactions
chimiques (apport énergétique par transfert lors des collisions).
A l’aide du suivi interférométrique (cf. Figure 3.14), en employant un laser rouge, on peut
compter les oscillations et en déduire l’épaisseur gravée grâce à la formule suivante:
e=
Avec :
pλ
2n
(3.31)
e : Epaisseur gravée pour p oscillations (nm).
p : Nombre d’oscillations.
λ : Longueur d’onde du laser rouge : 679 nm.
Signal interférométrique (V)
n : Indice de réfraction du cladding : 3,16.
Cladding
AlGaAsSb
GaSb (p)
2.5
2.0
1.5
0
10
20
30
40
50
Tems de gravure (s)
Figure 3.14 : Oscillations obtenues lors de la gravure avec le procédé à base de BCl3 (20
sccm), Cl2 (5 sccm) et Ar (10 sccm) pour une pression de 1,5 mTorr pendant 50 secondes.
La vitesse de gravure obtenue est de l’ordre de 26 nm/s et le résultat est illustré sur les
Figures 3.15 et 3.16.
~1.2 µm
Figure 3.16 : Photo MEB du résultat de
gravure vu de face.
Figure 3.15 : Photo MEB du résultat de
gravure vu de coté.
Ce procédé de gravure donne des flancs abrupts et un fond de gravure lisse et propre. Il
est parfaitement adapté au dépôt ultérieur du réseau métallique de Bragg.
88
Chapitre 3 : Le laser DFB
Cette étape est terminée par un dépôt de diélectrique Si3N4 de 20 nm pour isoler
électriquement le semi-conducteur du réseau DFB.
3.4.2 Réalisation du réseau latéral
Le réseau peut être défini en utilisant plusieurs technologies, soit par lithographie à rayon
X [Wong 1993], soit par lithographie électronique.
La lithographie à rayon X utilise un masque holographique lui donnant l’avantage d’une
grande profondeur de champ. Sa résolution est faible (de l’ordre de la dizaine de nanomètres) car
elle est limitée par la diffraction entre le masque et la résine. La lithographie électronique, utilisé
dans notre cas, possède l’avantage de réaliser des dispositifs non uniformes comme les réseaux à
décalage de phase. Cette méthode, présentant une vitesse d’écriture importante, a l’inconvénient
d’avoir un champ d’écriture limité avec, par conséquent, la présence de raccords de champ. Elle
présente, par contre, une résolution (de l’ordre du nanomètre) plus importante que la lithographie
à rayon X limitée essentiellement par la taille du faisceau d’électrons.
Comme le système, utilisé dans le cadre de cette thèse, présente des raccords de champ
non mécaniques très précis (20 nm), la réalisation du réseau de Bragg par lithographie
électronique a été possible.
Le réseau latéral adapté à notre longueur d’onde de 2,6 µm doit présenter un pas de
l’ordre de 400 nm (cf. équation 3.01) et donc, avec le rapport cyclique optimal de 15 %, doit
présenter des lignes d’une largeur de 50 nm.
3.4.2.1.1 Enduction de PMMA et définition du masque électronique
On dépose tout d’abord une épaisseur de 150 nm de PMMA (Polyméthacrylate de
méthyle) qui est une résine positive sensible aux électrons après cuisson (cf. Figure 3.17).
PMMA
Figure 3.17 : Schéma de la structure après enduction par du PMMA.
Avant la lithographie électronique, il faut définir par C.A.O. les motifs qui seront insolés.
Nous avons choisi d’insoler un ruban gravé sur deux et de réaliser le réseau latéral sur des zones
de 2 mm de longueur espacées de 1 mm (cf. Figure 3.18). Dans ces zones, le motif du réseau est
défini et va pouvoir être insolé par le faisceau électronique.
89
Chapitre 3 : Le laser DFB
5 µm
2 mm
1 mm
100 µm
400 µm
Figure 3.18 : Schéma du motif pour la lithographie électronique. Les zones bleues sont les zones
insolées sur les rubans laser préalablement gravés. Pour chaque ruban insolé, un pas différent de
réseau sera définit.
La détermination du pas, pour une longueur d’onde donnée, se fait à l’aide du calcul de
l’indice effectif avec le logiciel de simulation aux éléments finis Femlab et en utilisant la condition
de Bragg de l’équation (3.01). Il est important de connaitre précisément la longueur d’onde laser
de la structure pour ce calcul car une variation du pas de 1 nm entraine une variation de la
longueur d’onde de Bragg d’environ 6 nm autour de 2,6 µm (cf. Figure 3.19).
396
Pas du réseau (nm)
394
ΔΛ = 1nm
392
Δλ = 6nm
390
388
386
2.61
2.62
2.63
2.64
2.65
2.66
Longueur d'onde (µm)
Figure 3.19 : Variation du pas du réseau en fonction de la longueur d’onde
laser de la structure obtenue par simulation avec le logiciel Femlab.
De plus, si la longueur d’onde de Bragg ne correspond plus exactement au maximum de
la courbe de gain de la structure laser, l’effet DFB s’en trouve diminué.
3.4.2.1.2 Lithographie électronique
Une fois la résine déposée et les motifs du masque définis, on procède à l’insolation
électronique. Elle se fait par plusieurs balayages avec un faisceau d’électrons (cf. Figure 3.20).
90
Chapitre 3 : Le laser DFB
e-
PMMA
Figure 3.20 : Schéma du balayage par le faisceau d’électrons.
La résolution du système utilisé est d’environ 10 nm. L’intensité, la fréquence de travail du
faisceau d’électrons et la dimension des motifs vont définir la « dose » appliquée par le faisceau
au PMMA.
Suivant la dose imposée à la résine, on obtiendra après révélation une géométrie en forme
de goutte plus ou moins évasée (cf. Figure 3.21).
e-
Figure 3.21 : Schéma en coupe montrant la géométrie en forme de
goutte. Cette géométrie particulière est due à la diffusion des
électrons dans le PMMA.
Pour chaque ruban insolé, nous avons appliqué une dose différente (1500 µC/cm2 à 3000
µC/cm2 par pas de 250 µC/cm2). La dose de 2500 C/cm² est celle qui permet d’obtenir le
meilleur résultat.
Une fois l’insolation terminée, l’échantillon subit une révélation pour enlever le PMMA
insolé (cf. Figure 3.22).
Diélectrique
Figure 3.22 : Vue en coupe du réseau. Les parties hachurées contiennent du PMMA restant non insolé.
3.4.2.1.3 Dépôt de chrome
Le dépôt de chrome vient finaliser la réalisation du réseau métallique de Bragg. Il se fait
par pulvérisation cathodique. L’épaisseur de la couche déposée doit être d’environ le tiers de
l’épaisseur de la couche de PMMA (e=50nm). On obtient le résultat de la Figure 3.23.
Chrome
Λ
50 nm
Diélectrique
Figure 3.23: Vue en coupe du réseau avant lift-off. Λ est le pas du réseau.
91
Chapitre 3 : Le laser DFB
Enfin, on enlève le PMMA restant par un lift-off dans une solution d’acétone. Le réseau
latéral métallique obtenu est illustré sur les Figures 3.24 et 3.25.
Λ ~ 395 nm
5 µm
~395 nm
~50 nm
Figure 3.25 : Photo MEB détaillée
montrant les flancs du ridge.
Figure 3.24 : Photo MEB du réseau
DFB latéral.
Le résultat de cette étape est un succès. On obtient un réseau latéral, au pas voulu, avec
des traits bien définis venant au contact des flancs du ruban laser.
3.4.2.2 Planarisation
Le but de cette étape est de réduire le relief du ruban pour pouvoir déposer ensuite une
couche de contact. La planarisation sert aussi à isoler le composant laser en déposant de part et
d’autre du ruban une couche de résine. On utilise ici du BCB (Benzocyclobutane) d’indice de
l’ordre de 1,9 pour nos longueurs d’onde.
Cette couche, permettant d’obtenir un contraste d’indice important, améliore le
coefficient de couplage du réseau [Agrawal 1985].
3.4.2.2.1 Dépôt du BCB
C’est un polymère isolant qui a une très grande stabilité thermique. Etant très visqueux, il
a un faible coefficient d’expansion thermique (CTE) de 3 ppm/°C du même ordre que celui de
nos couches (4 ppm/°C pour l’AlSb) permettant une très faible contrainte entre le BCB et la
surface où il est déposé (cf. Figure 3.26).
1.2 µm
Chrome
Figure 3.26 : Schéma de la planarisation du BCB sur les rubans de 4 µm.
92
Chapitre 3 : Le laser DFB
3.4.2.2.2 Gravure du BCB
Pour pouvoir accéder au ruban et déposer les couches de contact du composant, il faut
effectuer une gravure. On utilise un procédé de gravure sèche, sans masquage, à base du mélange
gazeux SF6 (1 sccm) et O2 (50 sccm). Dans cette réaction, c’est l’oxygène qui attaque le polymère
(cf. Figure 3.27).
Figure 3.27 : Schéma après la gravure du BCB : Le haut du ruban est découvert et
prêt pour le dépôt de la couche de contact.
3.4.2.3 Réalisation du contact métallique
Le dépôt des contacts métalliques est l’étape finale du procédé. On dépose une couche de
titane/or de 300/3000 Ǻ sur la face supérieure pour la prise de contact. Pour la face arrière on
réalise le même dépôt après amincissement du substrat jusqu’à une épaisseur de 150 µm. Le
composant final est illustré sur la Figure 3.28.
Couche tampon en
GaSb
Contacts face
supérieure en Ti/Au
BCB
BCB
Ruban
Laser
Si3N4
Couches de confinement
(cladding)
Zone active
Contacts face
inférieure en Ti/Au
Figure 3.28 : Schéma de la structure finale d’un laser DFB à couplage latéral
[Martin 1995].
Le composant est ainsi prêt à être clivé en barrette pour être monté sur son embase et testé
comme énoncé dans le chapitre précédent.
4 Conclusion
Dans cette partie, le principe de la contre réaction distribuée a été décrit en utilisant la
théorie des équations des modes couplées issue des travaux de Kogelnik et al. Le coefficient de
93
Chapitre 3 : Le laser DFB
couplage, paramètre essentiel de ces lasers, et les propriétés d’émission ont été définis. Nous
avons mis l’accent sur les lasers DFB à couplage latéral fabriqués lors de ce travail. Enfin, nous
avons passé en revue toutes les étapes de fabrication en insistant sur l’adaptation de la
technologie LC-DFB, développée sur InP, à nos matériaux à base d’antimoniures, adaptation qui
fait la particularité de cette thèse.
En ayant toujours à l’esprit ces éléments, nous allons exposer, dans le chapitre suivant, les
mesures et les résultats obtenus, pendant ces trois années de recherche, sur les lasers Fabry-Pérot
et DFB émettant au dessus de 2,6 µm.
94
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
Chapitre 4
Performances des composants
Et
Transfert technologique
95
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
96
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
1 Introduction
Après avoir vu en détails tous les concepts et les étapes de fabrication des lasers FabryPérot et DFB, nous allons voir, dans cette partie, les résultats obtenus tout au long de ce travail
de thèse.
Nous verrons, en premier lieu, les résultats des caractérisations des lasers classiques et des
lasers DFB émettant au dessus de 2,6 µm permettant de détecter le dioxyde de carbone, la vapeur
d’eau et leurs isotopes respectifs.
Dans une deuxième partie, nous exposerons l’action que nous avons entreprise au sein
même du laboratoire, à savoir, le transfert technologique dans notre équipe et avec les
équipements locaux, des techniques développées en collaboration avec le LPN pour la réalisation
des lasers DFB.
97
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
2 Les résultats laser
Au début de ce travail de thèse, les lasers à antimoniure, avec une technologie à ruban
large, émettaient à une longueur d’onde maximale de 2,6 µm pour un fonctionnement
monomode uniquement sous certaines conditions de température et de courant. Dans le but de
mesurer le dioxyde de carbone et la vapeur d’eau de l’air ambiant par TDLS dans les couches
stratosphériques terrestres (λ=2,65 µm) et de détecter les isotopes de l’eau (HDO, H218O,
H217O…) sur la planète Mars (λ=2,63 µm), il est nécessaire d’avoir des lasers monofréquences.
Après un rappel sur les moyens mis en œuvre pour extraire les paramètres les plus
courants des composants laser, un bilan des résultats obtenus sur les lasers classiques et les lasers
DFB sera détaillé.
2.1
Caractérisations des diodes laser
Les différentes mesures mises en œuvre et les valeurs typiques des propriétés électriques
et optiques de nos structures, émettant à 2,3 µm, vont être exposées dans ce qui suit.
2.1.1 Propriétés électriques
2.1.1.1
Lasers à ruban large
Une fois la structure réalisée par épitaxie par jets moléculaires, un premier test est effectué
en réalisant des lasers à ruban large. Il s’agit de réaliser des rubans lasers de plus grande
dimension (100 µm) en suivant le procédé technologique décrit au chapitre 2.
Ce test permet de connaitre la qualité de la structure laser en mesurant la densité de
courant de seuil obtenue. Les valeurs typiques pour nos composants, à base d’antimoniures pour
une longueur d’onde de 2,3 µm, sont de l’ordre de 300 A/cm².
Grâce à cette étape, on peut choisir les meilleures plaques épitaxiales pour pouvoir
fabriquer, par la suite, les lasers à ruban étroit (Fabry-Pérot et DFB).
2.1.1.2
Courant de seuil et température caractéristique
Ces paramètres se déduisent directement de l’évolution de la puissance optique en
fonction du courant injecté P(I). En ce qui concerne le courant de seuil, la valeur typique pour
des diodes lasers à ruban étroit est de 50 mA.
La température caractéristique d’un laser est un critère de qualité. Elle caractérise la
variation du courant de seuil Ith lorsque la température augmente et se détermine par un calcul
basé sur la relation suivante [Pankove 1968] :
98
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
I th = I 0 * exp(
T
)
T0
(4.01)
Pour déterminer ce paramètre, il faut effectuer plusieurs mesures de P(I) à différentes
températures (cf. Figure 4.01).
3.5
Puissance optique (mW)
3.0
2.5
2.0
1.5
1.0
0.5
T= 10°C
T= 25°C
T= 40°C
T= 50°C
Ith
0.0
0
20
40
60
80
100
120
140
Courant (mA)
Figure 4.01 : Graphes P(I) pour plusieurs températures pour un composant
laser à ruban étroit émettant à 2,3 µm. La largeur du ruban est 5 µm et de
longueur de cavité est de 700 µm.
Si on exprime le logarithme de l’équation (4.01) la température caractéristique T0 devient
l’inverse de la pente de la droite. La valeur typique pour nos composants est de 50 K.
2.1.1.3
Résistance série et tension de coude
On peut déduire ces deux paramètres des courbes V(I) donnant l’évolution de la tension
aux bornes de la diode laser en fonction du courant.
Le schéma électrique équivalent d’une diode laser est donné sur la Figure 4.02.
Figure 4.02 : Schéma électrique équivalent d’une diode laser.
Si on néglige la résistance shunt R, on peut écrire :
Avec :
V = Vd + R s *I
(4.02)
qV
) − 1)
nkT
(4.03)
I = I d = I sat (exp(
Isat: Courant de saturation (A)
V: Tension aux bornes de la diode (V)
99
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
n : Facteur d’idéalité
k : Constante de Boltzmann : 1,38.10-23 J.K-1.
T : Température (K)
Au-dessus du seuil (I > Ith), la densité de porteurs et la tension aux bornes de la diode
saturent. Ainsi, en continuant à augmenter le courant, seule la résistance série contribue à
l’augmentation de V et la tension de coude Vd est constante. La caractéristique V(I) de la diode
devient linéaire et la pente de la courbe permet de déterminer ces deux paramètres comme
l’illustre la figure suivante.
1.6
T = 25°C
1.4
Vd= 1 V
Rs= 3.8 Ω
Tension (V)
1.2
1.0
0.8
0.6
0.4
Ith
0.2
0
20
40
60
80
100
120
140
Courant (mA)
Figure 4.03 : Extraction de la tension de coude et de la résistance
série pour une diode laser à ruban étroit à température ambiante.
L’intérêt de mesurer la résistance série est qu’elle participe en grande partie à
l’échauffement de la diode par effet Joule. Nos diodes lasers présentent typiquement une tension
de coude de 1 V et une résistance série de 4 Ω.
2.1.1.4
Rendement quantique différentiel
Ce paramètre caractérise l’efficacité de la recombinaison radiative au sein de la zone active
du laser au dessus du seuil. On peut le définir comme le rapport suivant :
ηd =
nombre de photons émis au dessus du seuil
nombre de porteurs injectés au dessus du seuil
(4.04)
Il se déduit de l’évolution de la puissance optique en fonction du courant injecté P(I)
d’après l’équation suivante :
Popt =
Avec :
hν
*η d * ( I − I th )
q
Popt : Puissance optique totale délivrée par le laser (W)
h : Constante de Planck : 6.6261*10-34 J.s
ν : Fréquence du photon(Hz)
100
(4.05)
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
q : Charge de l’électron : 1.6*10-19 C
Si on se place au-dessus du seuil (I > Ith), le rendement quantique différentiel pour les
deux facettes du laser est proportionnel à la pente des caractéristiques P(I) :
ηd =
q ΔP
hν ΔI
(4.06)
La valeur typique de ce paramètre pour nos composants est de 30 %.
2.1.2 Divergence du faisceau
La divergence correspond à la répartition du champ optique à grande distance, c’est à dire
au champ lointain. Cette divergence est due à la diffraction du champ proche qui est le champ
optique sur la face de sortie du laser. En champ proche, la répartition du champ se fait selon deux
directions, la direction perpendiculaire (ou transverse) limitée par l’épaisseur de la zone active e et
la direction parallèle (ou latérale) limitée par la largeur du ruban l comme nous l’avons énoncé au
chapitre 2.
Comme le champ lointain se déduit du champ proche par transformée de Fourier, la
répartition du champ lointain se fait aussi selon deux directions caractérisées par leur demi-angle
d’ouverture (cf. Figure 4.04).
l
θv
θh
e
Figure 4.04 : Champ lointain d’un composant laser avec e l’épaisseur de la zone
active, l la largeur du ruban, θv demi-angle d’ouverture vertical
et θh demi-angle d’ouverture horizontal.
De plus, si on assimile le champ proche à une gaussienne, le champ lointain sera aussi une
gaussienne (cf. Figure 4.05).
Champ proche
Champ lointain
w(z)
w
θ
z
Figure 4.05 : Illustration de la diffraction avec l’approximation par une gaussienne.
101
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
L’angle d’ouverture θ est relié aux dimensions de la source selon l’équation suivante :
tan(ϑ) =
Avec :
w(z)
= λ
z
πw 0
(4.07)
θ : Demi-angle d’ouverture (°)
z : Distance de la mesure en champ lointain (m).
w0 : Demi-taille de la source (demi-waist en m).
Les valeurs typiques de la divergence du faisceau, pour nos composants à ruban étroits,
émettant à 2,3 µm, sont de l’ordre de 50° pour la direction perpendiculaire et de 10 ° pour la
direction parallèle (cf. Figure 4.06).
Intensité laser (au)
4
Direction Perpendiculaire
Direction parallèle
11.5x49° FWHM
3
2
1
0
-40
-30
-20
-10
0
10
20
30
40
Angle en champ lointain (°)
Figure 4.06 : Champ lointain d’un composant laser à ruban étroit émettant à 2,3 µm. Cette
mesure est faite à l’aide d’une barrette de photodiodes InGaAs.
Ces valeurs sont comparables à celles obtenues avec l’équation (4.07) pour une largeur de
ruban de 5 µm et une épaisseur de zone active de 900 nm.
Ces composants laser sont fortement divergents. Il est donc nécessaire de tenir compte de
ce paramètre pour mettre en forme correctement les faisceaux issus de ces composants en
utilisant des lentilles à très grande ouverture numérique.
2.1.3 Propriétés spectrales
2.1.3.1
Dispositif expérimental
Le tracé des spectres d’émission des composants laser se fait à l’aide d’un spectromètre à
réseau associé à une détection synchrone. La source laser émet une lumière focalisée sur la fente
d’entrée Fe puis collimatée par un miroir sphérique. Le faisceau parallèle est ensuite dispersé par
le réseau, focalisé sur la fente de sortie Fs et recueilli par le détecteur (Figure 4.07).
102
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
Source
Fe
M1
ψ
Réseau
Fs
M2
D étecteur
Figure 4.07 : Spectromètre à réseau. Le montage est de type Czerny-Turner. La
focale des miroirs est de 600 mm, pour un réseau de 300 traits/mm.
Les fentes d’entrée et de sortie ont une ouverture réglée à 100 µm permettant d’obtenir
une résolution de 2,6 Å à l’ordre -2 autour de 2,3 µm. Suivant le domaine de longueur d’onde des
composants laser, les détecteurs utilisés sont une photodiode InGaAs étendue (λ < 2,6 µm) ou
une photodiode InAs refroidie (λ > 2,6 µm).
2.1.3.2
Suppression des modes secondaire SMSR
Le SMSR (Side Mode Suppression Ratio) caractérise le caractère monofréquence de
l’émission. Il se calcule en faisant le rapport logarithmique entre l’intensité du mode laser
principal et celle du deuxième mode longitudinal le plus intense (cf. Figure 4.08).
ISL
10000
SMSR
P (u.a.)
1000
100
10
2.610
2.612
2.614
2.616
2.618
2.620
Longueur d'onde (µm)
Figure 4.08 : Spectre d’émission obtenu pour une diode émettant
à 2,6 µm à température ambiante.
Nos diodes lasers Fabry-Pérot présentent un comportement monofréquence sous
certaines conditions de température et de courant et, par conséquent, elles ont un SMSR variable.
La technologie DFB, exposée dans le chapitre précédent, permet d’obtenir systématiquement un
SMSR supérieur à 25 dB.
103
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
2.1.3.3
Taux d’accordabilité
Le taux d’accordabilité, caractéristique essentielle pour l’analyse de gaz, est la variation de
la longueur d’onde émise par un laser en fonction d’un paramètre (température ou courant).
D’après l’équation (1.08), pour une cavité Fabry-Pérot, les longueurs d’onde permises
sont fonction de l’indice effectif et de la longueur de la cavité. Lorsque le courant ou la
température varient, l’indice effectif et la longueur (dans une moindre mesure) de la cavité varient
ce qui entraîne une variation de la longueur d’onde [Vicet 2003].
On aura des taux d’accordabilité en température
Δλ
Δλ
et en courant
puisqu’une
ΔT
ΔI
augmentation de courant se traduit par une augmentation de température.
2.1.3.3.1 Taux d’accordabilité en température
Pour déterminer ce paramètre, on réalise des spectres d’émission à différentes
températures pour un courant fixe (cf. Figure 4.09).
I=100 mA
T= 25°C
T= 30°C
T= 35°C
T= 40°C
T= 45°C
T= 50°C
Puissance optique (u.a.)
30000
20000
10000
0
2.300
2.302
2.304
2.306
Longueur d'onde (μm)
Figure 4.09 : Exemple de variation des spectres d’émission,
sans saut de mode, à différentes températures pour une diode
émettant à 2,3 µm à 100 mA.
L’évolution de la longueur d’onde en fonction de la température s’assimile à une droite.
On déduit de sa pente le taux d’accordabilité en température (cf. Figure 4.10).
2.306
I=100 mA
Longueur d'onde (μm)
2.305
2.304
2.303
Δλ/ΔT = 0,2 nm/K
2.302
2.301
2.300
Valeurs expérimentales
Régression linéaire:
2.299
λ (μm)= 1.95*10 *T + 2.24
-4
290
295
300
305
310
315
320
325
Température (K)
Figure 4.10 : Evolution de la longueur d’onde émise en
fonction de la température et extraction de l’accordabilité en
température pour une diode à 2,3 µm à 100 mA.
104
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
Pour nos structures lasers, on obtient une valeur typique de 0,2 nm/K.
2.1.3.3.2 Taux d’accordabilité en courant
Pour déterminer ce paramètre, il existe deux méthodes. La première est de faire varier le
courant et de mesurer les spectres d’émission de la diode à température fixe. Cette méthode est
peu précise et on utilise de préférence la mesure avec un étalon Fabry-Pérot, exposée dans ce qui
suit.
L’étalon Fabry-Pérot utilisé ici est une cavité de longueur L délimitée par deux faces
parallèles et composée de germanium massif. Le montage permettant cette mesure est donné
dans la Figure 4.11.
Etalon
Laser
Détecteur
Figure 4.11 : Schéma de principe de la mesure de
l’accordabilité en courant à l’aide de l’étalon Fabry-Pérot
en Germanium.
Si on fait varier la longueur d’onde du laser avec une rampe de courant et qu’on mesure
l’intensité transmise par cet étalon en incidence normale, on obtient la fonction d’Airy
correspondant à une figure d’interférences:
1
IT = I0 *
ϕ
1 + F*sin 2
2
(4.08)
Avec : It : Intensité transmise.
I0 : Intensité incidente.
F : Finesse de la cavité F =
4R .
(1− R)²
φ : Différence de phase entre deux faisceaux partiellement réfléchis sur l’étalon: ϕ = 2πδ + Δϕ .
λ
δ : Différence de marche entre deux faisceaux partiellement réfléchis sur l’étalon : δ = 2 Ln .
n : Indice de diffraction de l’étalon germanium (n=4).
Les maxima de transmission sont obtenus pour :
I t = I0
soit pour : φ = 2πm, avec m entier
105
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
donc pour : δ = nλ = nc
ν
Ainsi, l’intervalle de fréquence entre deux maxima consécutifs en incidence normale est :
Δν =
c
2dn
(4.09)
Or, pour l’étalon germanium, d’indice n = 4,07 pour une longueur d’onde de 2,6 µm et de
longueur de cavité d=16 mm, l’espacement entre deux maxima est Δν = 2.34 GHz.
Lorsqu’on impose une rampe de courant au composant laser et qu’on collecte l’intensité
du signal transmis à travers l’étalon, le signal obtenu est une rampe de puissance modulée par les
interférences dues à l’étalon (cf. Figure 4.12).
Puissance transmise (mW)
1.0
0.8
dν = 2.34 GHZ
0.6
0.4
0.2
0.0
50
52
54
56
58
60
62
64
Courant (mA)
Figure 4.12 : Exemple d’oscillations Fabry-Pérot obtenues avec l’étalon germanium.
De cette mesure, on peut calculer pas à pas Δν (I) et en déduire la variation du taux
ΔI
d’accordabilité en courant en fonction du courant Δλ (I) . On peut assimiler cette courbe à une
ΔI
6.0
Δλ/ΔI= 0.021*10-2I +2.98*10-2
-2
Accordabilité en courant (10 nm/mA)
droite (cf. Figure 4.13).
5.5
5.0
4.5
4.0
Mesure
Régression linéaire
60
80
100
120
140
160
Courant (mA)
Figure 4.13 : Exemple d’accordabilité en courant en fonction du courant
pour une température de 25°C pour une diode DFB à ruban étroit émettant
à 2,3 µm.
106
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
Le taux d’accordabilité en courant
Δλ
, pour une température fixée, se déduit de
ΔI
l’équation de cette droite obtenue par régression linéaire. Un ordre de grandeur typique pour nos
composants, réalisés avec une technologie classique (sans DFB), est de 0,02 nm/mA.
Comme le taux d’accordabilité en température est plus important, on préférera l’employer
pour ajuster grossièrement la longueur d’onde des composants laser. L’accordabilité en courant
sera employée pour balayer les raies d’absorption des gaz.
2.1.4 Propriétés thermiques
Les propriétés thermiques du composant, monté sur son embase, sont essentiellement
gouvernées par la résistance thermique qui traduit l’augmentation de la température du
composant laser sous injection de courant [Amann 1998].
Pour nos applications, il est préférable d’avoir une résistance thermique élevée de façon à
avoir une grande sensibilité de la température du laser aux variations de courant et ainsi obtenir
une grande accordabilité.
Cette résistance thermique relie directement la température interne du laser et la
puissance dissipée en chaleur par le composant, monté sur son embase, selon l’équation suivante :
Tlaser = Tsupport + R th *Pth
Avec:
(4.10)
Tlaser: Température interne du laser (K)
Tsupport : Température de consigne (K)
Rth : Résistance thermique du composant (K/W)
Pth : Puissance thermique dissipée en chaleur par le composant (W)
On définit la puissance thermique selon l’équation suivante :
Pth = Pélec - Popt
Avec:
(4.11)
Pélec : Puissance électrique du composant (Pélec = U*I)
U : Tension aux bornes du composant (U =Vd + Rs*I)
Popt : Puissance optique délivrée par la diode (cf. Equation 4.05) pour les deux facettes
I : Courant traversant le composant
Vd : Tension de coude
Rs : Résistance série de la diode
Or, la puissance optique, de l’ordre du milliwatt pour nos composants, peut être négligée
devant la puissance électrique de l’ordre du watt, on obtient l’équation suivante :
107
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
Tlaser = Tsupport + R th *Vd *I + R th *Rs *I 2
(4.12)
Pour déterminer la résistance thermique de nos composants, on calcule, tout d’abord, la
variation de la température du laser en fonction du courant injecté
ΔT
( I ) . On utilise les taux
ΔI
d’accordabilité en température et en courant déterminés précédemment :
ΔT (I) = Δλ (I)*ΔT
ΔI
ΔI
Δλ
(4.13)
On obtient une droite en fonction du courant que l’on peut intégrer et identifier à un
polynôme du second degré dont la constante c représente la température du support :
T(I) = aI2 + bI + c
(4.14)
D’un autre coté, en utilisant l’équation (4.10), on peut, après détermination de la puissance
thermique en mesurant le courant, la tension et la puissance optique du laser pour une
température fixée, tracer la variation de la température du composant laser avec le courant.
Enfin, en traçant les équations (4.10) et (4.14) sur le même graphe, on ajuste la valeur de la
résistance thermique de l’équation (4.10) pour avoir un recouvrement de ces courbes (cf. Figure
4.14).
T(I) = Tsupport+ Rth*Pth
330
Température du composant (K)
2
T(I) = aI + bI +Tsupport
325
320
315
Rth = 100 K/W
310
305
0
20
40
60
80
100
Courant (mA)
Figure 4.14 : Exemple d’interpolation pour la détermination de la résistance
thermique à une température fixée pour un laser à ruban étroit de 5 µm de
longueur de cavité de l’ordre de700 µm.
Ce paramètre dépend fortement du montage du composant laser sur son embase
(montage epi-side up ou epi-side down).
Suivant le montage, la température de la zone active du laser, sous injection de courant,
sera plus ou moins élevée. On peut la modéliser par la quantité de chaleur définie par la relation
suivante :
Q=
Avec :
V * I - Popt
vza
V : Tension aux bornes du composant (V)
I : Courant d’injection (A)
108
(4.15)
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
Popt : Puissance optique totale délivrée par le laser (W)
vZA : Volume de la zone active (m3)
Q : Quantité de chaleur (W/m3)
Une simulation de la variation de température pour ces deux types de montage à
l’équilibre a été faite. Les résultats, illustrés sur les figures suivantes, ont été calculés pour un
courant de 140 mA et une température de consigne de 300 K imposée par le module Peltier sur
lequel est placé le composant laser.
Cuivre
Cuivre
Indium
Zone active
Ruban
Substrat
Cladding inférieur
Substrat
Zone active
Substrat
Figure 4.15 : Température de la zone active
pour un montage down à l’équilibre pour un
courant injecté de 140 mA.
Figure 4.16 : Zoom de la zone active pour un
montage down à l’équilibre pour un courant
injecté de 140 mA.
Zone active
Substrat
Indium
Figure 4.18 : Zoom de la zone active pour un montage
up à l’équilibre pour un courant injecté de 140 mA.
Figure 4.17 : Température de la zone active
pour un montage up à l’équilibre pour un
courant injecté de 140 mA.
On constate, lorsque l’équilibre est atteint, que la température de la zone active est plus
importante dans le cas d’un montage up pour les mêmes conditions de température de consigne
et de courant.
Ceci peut être expliqué par le fait que, pour un montage down, la proximité de la zone
active du support en cuivre (conductivité thermique élevée de 400 W.m-1.K-1) entraine une
meilleure dissipation de chaleur que le montage up (faible conductivité thermique du substrat de
32 W.m-1.K-1). On préférera donc un montage epi-side down.
109
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
De cette modélisation on peut déterminer la température du laser Tlaser et sachant la
température du support Tsupport et les valeurs de courant injecté et tension aux bornes du
composant, on peut en déduire la résistance thermique du composant selon la relation suivante :
Tlaser = Tsupport + R th * U * I
(4.16)
La valeur typique de la résistance thermique, pour nos composants à ruban étroit avec un
montage epi-side down, est de l’ordre de 100 K/W.
Après avoir vu les valeurs typiques et les méthodes de caractérisation des lasers à semiconducteurs émettant dans le moyen infrarouge, nous allons présenter, dans ce qui suit, les
résultats obtenus sur les composants dans le cadre de cette thèse.
2.2 Résultats de la technologie classique
Comme nous l’avons vu aux chapitres précédents, une optimisation des paramètres de
croissance et de technologie a été faite pour obtenir une émission monomode dans la direction
latérale et transverse. La technologie classique ne favorise pas une émission monofréquence
longitudinale et un fonctionnement monomode dans cette direction ne peut être possible que
sous certaines conditions de température et de courant.
Le confinement transverse a ainsi été optimisé, lors de la croissance, avec une largeur de
guide d’onde n’excédant pas 800 nm. Pour favoriser le caractère monofréquence dans la direction
latérale, une largeur de ridge de 5 µm a été choisie et on a laissé une épaisseur de cladding restante
après gravure de l’ordre de 150 nm. Un bilan des résultats pour une émission laser autour de 2,6
µm est présenté, dans ce qui suit, pour une structure classique (A168) et une structure avec
couche d’arrêt (A167).
2.2.1 Bilan électrique
Les résultats obtenus sur des composants à ruban étroit montés « down » et de longueur de
cavité de 1100 µm sont illustrés sur les Figures 4.19 et 4.20.
110
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
1.6
1.4
Tension (V)
1.2
1.0
0.8
Vd=1 V
0.6
T=16°C
T=18°C
T=20°C
T=22°C
T=24°C
T=26°C
T=28°C
T=30°C
T=25°C
Rs=4 Ω
0.4
0.2
0.0
0
20
40
60
80
100
120
140
160
180
Courant (mA)
Figure 4.19 : Evolution de la tension aux bornes du laser en
fonction du courant injecté pour l’échantillon A 168.
T=12°C
T=14°C
T=16°C
T=18°C
T=20°C
T=22°C
T=24°C
T=26°C
T=28°C
T=30°C
Puissance (mW)
5
4
3
Ith= 570 A/cm²
ηd= 15 %
T=25°C
2
T0= 44 K
1
L=1100 µm
0
0
20
40
60
80
100
120
140
160
180
Courant (mA)
Figure 4.20 : Evolution de la puissance optique du laser en
fonction du courant injecté pour l’échantillon A 168.
Comme on peut le constater, ces composants présentent, pour un fonctionnement en
continu et à une température ambiante, une résistance série de 4 Ω et une tension de coude de
1V. On observe un seuil laser à 75 mA et un rendement quantique de 15%.
Avec l’introduction d’une couche d’arrêt pour stopper la gravure à une distance de 150
nm de la zone active, d’autres résultats laser, présentés sur les figures suivantes, ont été obtenus
pour une longueur de cavité de 630 µm.
2.0
Tension (V)
1.5
1.0
Vd= 1,09 V
T=14°C
T=16°C
T=18°C
T=20°C
T=22°C
T=24°C
T=26°C
T=28°C
T=30°C
T=24°C
Rs= 4 Ω
0.5
0.0
0
20
40
60
80
100
120
140
160
180
Courant (mA)
Figure 4.21 : Evolution de la tension aux bornes du laser en fonction
du courant injecté pour l’échantillon A167 avec couche d’arrêt.
111
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
T=14°C
T=16°C
T=18°C
T=20°C
T=22°C
T=24°C
T=26°C
T=28°C
T=30°C
Puissance (mW)
2.0
1.5
Ith= 50 mA
T=25°C
ηd= 9 %
1.0
0.5
T0= 40 K
L=630 µm
0.0
0
20
40
60
80
100
120
140
160
180
Courant (mA)
Figure 4.22 : Evolution de la puissance du laser en fonction du
courant injecté pour l’échantillon A167 avec couche d’arrêt.
On observe des résultats comparables à ceux obtenus pour l’échantillon A168 à
l’exception d’un courant de seuil plus faible (Ith=50 mA) et d’un rendement moins important. On
observe, par ailleurs, sur les courbes P(I) des raies d’absorption dues à la présence de gaz
absorbants dans l’air ambiant (de la vapeur d’eau dans ce cas). La couche d’arrêt ne semble pas
influer sur les propriétés électriques du composant et les différences observées entre une
structure avec et sans couche d’arrêt ne sont pas significatives.
On obtient ainsi un fonctionnement en continu et à température ambiante avec des
propriétés électriques correctes pour l’application. Les propriétés spectrales de ces mêmes
composants sont exposées dans ce qui suit.
2.2.2 Bilan spectral
Les propriétés spectrales des composants à ruban étroit, sans couche d’arrêt, sont
illustrées sur les figures suivantes.
Intensité relative (dB)
0
T=25°C
I= 90 mA
SMSR=23 dB
-20
CW
2.60
2.62
2.64
2.66
2.68
Longueur d'onde (µm)
Figure 4.23 : Spectre d’émission laser de l’échantillon A168 pour un courant de
90 mA et une température de 25°C.
112
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
2.685
T=25°C
Longueur d'onde (µm)
2.680
2.675
2.670
Monom ode
2.665
2.660
2.655
CW
2.650
80
90
100
110
120
130
140
150
160
170
180
190
Courant (m A)
Figure 4.24 : Cartographie des spectres de l’échantillon A168 à T=25°C.
On obtient une émission laser aux alentours de 2,65 µm pour un fonctionnement en
continu et à température ambiante. Une émission monofréquence uniquement pour quelques
valeurs de température et de courant est obtenue avec un SMSR maximum de 23 dB.
Avec l’introduction d’une couche d’arrêt on obtient également un fonctionnement en
continu et à température ambiante comme le montrent les figures suivantes.
0
T=25°C
I=160 mA
Intensité relative (dB)
-5
-10
28 dB
-15
-20
-25
-30
-35
2.678
2.680
2.682
2.684
2.686
2.688
2.690
λ (µm)
Figure 4.25 : Spectre d’émission laser de l’échantillon A167 pour un courant de 160
mA et une température de 25°C.
2.69
T =25 °C
Longueur d'onde (µm)
2.68
Emission
Monomode
2.67
2.66
Emission Multimode
2.65
CW
2.64
60
80
100
120
140
160
180
Courant (mA)
Figure 4.26 : Cartographie des spectres de l’échantillon A167 à T=25°C.
113
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
Une émission laser est obtenue autour de 2,65 µm avec, comme l’échantillon précédent,
une monochromaticité par endroits et un SMSR maximum de 28 dB. L’introduction de la couche
d’arrêt n’affecte pas les propriétés de l’émission laser.
Une étude sur l’accordabilité de ces deux structures est illustrée sur les figures suivantes.
2.670
2.665
Plage d'accord sans saut de mode
Longueur d'onde (µm)
2.660
2.655
2.650
Δλ= 1nm
2.645
2.640
2.635
A168, I= 120mA
A167, I= 100mA
2.630
284
286
288
290
292
294
296
298
300
302
Température (K)
Figure 4.27 : Variation de la longueur d’onde laser suivant la température pour les échantillons A167 et A168.
2.69
A168, T=20°C
A167, T=25°C
Longueur d'onde (µm)
2.68
2.67
2.66
Plage d'accord sans saut de mode
2.65
Δλ=1 nm
2.64
2.63
80
90
100
110
120
130
Courant (mA)
Figure 4.28 : Variation de la longueur d’onde laser suivant le courant injecté pour les échantillons A167 et A168.
On constate une émission dont les plages d’accord sans saut de mode sont peu étendues.
Les valeurs des taux d’accordabilité sur un mode sont de l’ordre de 0,2 nm/K et de 0,03-0,04
nm/mA pour les deux structures.
Les composants issus de la technologie classique sur nos structures présentent une
émission laser au dessus de 2,6 µm, région spectrale des raies d’absorption du dioxyde de carbone
et de la vapeur d’eau. Néanmoins, l’absence de monochromaticité systématique des composants
entraîne une accordabilité insuffisante sur un mode pour pouvoir faire une mesure de ces gaz par
TDLAS avec un seul composant laser. Par ailleurs, on peut constater que la couche d’arrêt,
composée d’un super réseau en InAs/AlSb, n’a pas d’influence significative sur les propriétés
électriques et optiques des composants.
114
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
Dans le but d’obtenir des composants avec une émission systématiquement
monofréquence, nous avons appliqué la technologie DFB, exposée au chapitre précédent, à nos
structures. Les résultats correspondants sont exposés ci-dessous.
2.3 Résultat de la technologie DFB
La technologie DFB a été appliquée à nos structures. Pour une émission laser au dessus de 2,6
µm, nous avons réalisé des composants présentant une largeur de ruban de 5 µm, une épaisseur
de cladding restante après gravure de 150 nm et un réseau métallique en chrome avec un pas de
391 nm et un rapport cyclique de 15 %.
Les résultats, exposés ci-dessous, sont issus d’une seule session de travail. D’autres
composants sont en cours de fabrication.
2.3.1 Bilan électrique
Les résultats laser obtenus sur des composants à ruban étroit montés « down » et de
longueur de cavité de 640 µm sont illustrés sur les figures suivantes.
CW
2.0
Tension (V)
1.5
1.0
Vd= 1,17 V
T= 5°C
T= 10°C
T= 15°C
T= 20°C
T= 25°C
T= 30°C
T= 35°C
T=25°C
Rs= 4 Ω
0.5
0.0
0
20
40
60
80
100
120
140
Courant (mA)
Figure 4.29 : Evolution de la tension aux bornes du laser DFB en
fonction du courant injecté pour l’échantillon A131.
2.5
T= 5°C
T= 10°C
T= 15°C
T= 20°C
T= 25°C
T= 30°C
T= 35°C
Puissance (mW)
2.0
1.5
1.0
Ith= 100 mA
ηd= 13 %
T=25°C
T0= 57 K
L= 640 µm
0.5
CW
0.0
0
20
40
60
80
100
120
140
Courant (mA)
Figure 4.30 : Evolution de la puissance du laser DFB en
fonction du courant injecté pour l’échantillon A131.
115
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
On obtient un fonctionnement en continu et à température ambiante. Les propriétés
électriques des lasers DFB sont correctes à l’exception d’un seuil élevé dû au couplage latéral qui
rajoute des pertes dans le milieu et augmente le seuil laser.
2.3.2 Bilan spectral
Les propriétés spectrales des composants à ruban étroit sont illustrées sur les figures
suivantes.
0
Cw
Intensité relative (dB)
-5
-10
25 dB
-15
-20
-25
-30
2.55
2.56
2.57
2.58
2.59
2.60
Longueur d'onde (µm)
Figure 4.31 : Spectre d’émission laser DFB de l’échantillon A131 pour un courant de 140 mA à une
température de 15°C.
2.604
T=20°C
CW
2.603
Longueur d'onde (µm)
2.602
Δλ =1nm
2.601
2.600
2.599
2.598
2.597
Fonctionnement monomode
2.596
120
125
130
135
140
145
150
Courant (mA)
Figure 4.32 : Cartographie des spectres DFB de l’échantillon A131 à
T=20°C.
On constate que le fonctionnement des lasers DFB est bien régi par un couplage par le
gain vu l’absence d’une émission bimode autour d’une stopband. Ce couplage par le gain est assuré
par les pertes du réseau distribuées tout au long de la cavité. Une émission laser au dessus de 2,6
µm est obtenue avec un SMSR maximum de 25 dB. L’émission est monofréquence sur toute la
gamme de courant pour une accordabilité atteignant près d’un nanomètre.
Une étude de l’accordabilité en température et en courant est exposée sur les figures
suivantes.
116
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
12
0.042
0.040
10
0.038
Puissance (u.a.)
Δλ /Δ I
8
0.036
Δλ/ΔI = 0,032 nm/mA
(nm/mA)
0.034
I=100 mA
0.032
6
0.030
0.028
100
110
120
130
140
150
160
Courant (mA)
4
2
T= 25°C
Cw
0
90
100
110
120
130
140
150
160
Courant (mA)
Figure 4.33 : Variation du signal transmis par l’étalon Germanium pour une
rampe de courant imposée au composant laser DFB de l’échantillon A131.
L’interruption du signal est due à deux mesures successives. Le graphe inséré
représente le taux d’accordabilité en fonction du courant.
2.6000
2.5999
2.65
2.5998
Accordabilité sur un mode
Longueur d'onde (µm)
2.64
2.63
Longueur d'onde (µm)
2.5997
2.5996
2.5995
2.5994
2.5993
2.5992
Δλ= 0,5 nm
2.5991
Δλ/ΔT=0,3 nm/K
2.5990
2.5989
2.62
289.0
289.5
290.0
290.5
291.0
Température (K)
2.61
I= 140 mA
2.60
Sauts de mode
2.59
275
280
285
290
295
300
Température (K)
Figure 4.34 : Variation de la longueur d’onde du laser DFB en
fonction de la température pour un courant de 140 mA.
On observe un taux d’accordabilité en courant sur un mode de 0,032 nm/mA pour une
température de 25°C et un courant de 100 mA. La mesure du taux d’accordabilité en température
donne une valeur correcte de 0,3 nm/K, pour un courant de 140 mA, avec la présence de
nombreux sauts de mode.
La présence de sauts de mode, permettant notamment d’atteindre la longueur d’onde utile
de 2,65 µm, peut avoir plusieurs explications. Tout d’abord, cela peut être expliqué par un léger
désaccord spectral entre la longueur d’onde de Bragg et le maximum de la courbe de gain de la
structure, provoquant une diminution de l’efficacité du couplage avec le réseau pour certaines
longueurs d’onde. Ensuite, comme énoncé dans le chapitre 3, une variation de réseau de 1 nm
entraine une variation de la longueur d’onde de Bragg de 6 nm. Par conséquent, ces sauts de
mode pourraient être expliqués par un décalage du pas du réseau dans une partie de la cavité
impliquant la coexistence de deux modes longitudinaux. Enfin une dernière d’explication pourrait
117
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
être dans l’utilisation d’un faible rapport cyclique pour le réseau. En effet un rapport cyclique
faible implique une faible probabilité de recouvrement d’un mode guidé avec le réseau et donc un
filtrage moins efficace.
Les valeurs obtenues pour le SMSR et les taux d’accordabilité rendent ces composants
bien adaptés à la détection de la vapeur d’eau et du dioxyde de carbone par TDLAS. Ce sont de
premiers résultats très encourageants mais des efforts sont à poursuivre pour assurer l’effet DFB
sur toute la gamme de longueur d’onde et éviter les nombreux sauts de mode de l’émission.
2.4 Conclusion
Un bilan de tous les résultats des lasers classiques et des lasers DFB obtenus durant ces
trois années de recherche est exposé sur le tableau suivant.
Paramètres
Courant de seuil
Technologie
classique
Technologie
classique avec
Technologie DFB
couche d’arrêt
75
50
100
45
40
55
4-6
4-5
4
1
1,09
1,17
2,658
2,684
2,59 <λ<2,65
23
28
25
(I=100 mA)
(I=120 mA)
0,2
0,22
Taux d’accordabilité en courant
(I=100mA)
(I=100mA)
(I=100 mA)
Δλ
à I et T fixes (nm/mA)
ΔI
(T=24°C)
(T=20°C)
(T=20°C)
0,04
0,03
0,032
70
90
50
Ith (mA)
Température caractéristique
T0 (K)
Résistance série
Rs(Ω)
Tension de coude
Vd
Longueur d’onde laser
λ (µm)
SMSRmax
Taux d’accordabilité en température
Δλ
à I fixe (nm/K)
ΔT
Résistance thermique
Rth (K/W)
0,3
Tableau 4.01 : Tableau récapitulatif des propriétés des lasers classiques, avec et
sans couche d’arrêt, et des lasers DFB pour des rubans étroits de 5 µm.
118
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
Nous avons obtenus des lasers émettant au dessus de 2,6 µm pour un fonctionnement en
continu et à température ambiante pour les deux technologies. La région spectrale couverte
présente un intérêt majeur pour la détection du dioxyde de carbone et de la vapeur d’eau par
TDLAS.
Les propriétés électriques et spectrales des lasers issus de la technologie classique
s’avèrent bonnes [Barat 2007a] avec des seuils bas et des températures caractéristiques similaires à
celles obtenues pour des longueurs d’onde inférieures. On obtient un fonctionnement
monomode par endroit avec des plages d’accord sans saut de mode réduites du fait de l’existence
de sauts de mode. Les valeurs de résistance thermique sont élevées (70<Rth<90 K/W) ce qui
rend ces composants très sensibles aux variations de courant. Même si les composants de la
technologie avec et sans couche d’arrêt ne sont pas issus de la même plaque épitaxiale, on peut
constater que la couche d’arrêt n’affecte pas l’ensemble des propriétés des composants.
A la fin de ce travail de thèse, d’autres structures sont encore en cours de développement
DFB au LPN. Les premiers composants DFB sont peu nombreux pour permettre une évaluation
statistique de leurs performances. On peut quand même noter que les premiers résultats de cette
technologie sont très encourageants [Barat 2007b]. La technologie DFB apporte des
améliorations notables en ce qui concerne les propriétés spectrales avec un fonctionnement
monomode sur toute la gamme de courant et de température étudiée et une accordabilité en
continu sur 1 nm. La présence de sauts de mode est attribuée soit au fait que la longueur d’onde
de Bragg ne correspond pas exactement au maximum de la courbe de gain de nos structures, soit
à un décalage du pas du réseau, soit enfin à l’utilisation d’un faible rapport cyclique. Les
propriétés électriques sont comparables à celles des composants non-DFB à l’exception d’un seuil
laser plus élevé dû au réseau métallique qui rajoute des pertes dans le milieu. Enfin la valeur de
résistance thermique est faible par rapport à celles obtenues pour la technologie classique. Ce
résultat n’est pas significatif et les mesures sur les composants en cours de développement
permettront de conclure sur les propriétés thermiques des composants DFB.
3 Transfert technologique
La réalisation de la technologie DFB sur nos structures, consistant pour l’essentiel en la
définition d’un réseau de Bragg de part et d’autre du ruban par lithographie électronique, a été
rendue possible grâce à l’utilisation, dans le cadre d’une collaboration, des moyens technologiques
du LPN.
119
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
Le laboratoire IES ayant fait récemment l’acquisition d’un système de lithographie
électronique, nous avons évalué les possibilités de ce système dans la perspective d’une
application locale du procédé DFB mis au point lors de cette thèse.
3.1
Matériels et méthode
Pour réaliser le réseau, un microscope électronique à balayage JEOL 6460, équipé d’une
carte électronique RAITH ELPHY QUANTUM, a été utilisé comme système de lithographie
électronique à une fréquence de travail de 2,56 MHz permettant des temps minimums
d’insolation de 0,39 µs.
Les paramètres optimaux du réseau pour nos longueurs d’onde, présentés au chapitre
précédent (pas de 400 nm avec un rapport cyclique de 15 %), correspondent à des lignes de
réseau ayant une largeur de 50 nm.
Cette largeur correspondant aux limites pratiques de l’appareil, nous avons préféré
réaliser, tout d’abord, un réseau avec des lignes plus larges. Nous avons donc choisi une largeur
de 200 nm pour les premiers essais. L’expérience acquise nous permettra ensuite de diminuer
cette largeur.
3.2 Définition de la dose
On peut avoir deux types d’insolation, l’insolation en ligne ou l’insolation en région.
L’insolation en région implique plusieurs passages du faisceau d’électrons sur la résine alors que
l’insolation en ligne n’en nécessite qu’un.
Compte tenu des dimensions de nos motifs et de la taille minimale du faisceau (de l’ordre
de 5 nm), l’insolation en région a été choisie pour éviter des temps d’insolation trop long. Cette
insolation se fait par shut, c'est-à-dire, par insolation intermittente de la résine par le faisceau (cf.
Figure 4.35).
s
Figure 4.35 : Schéma illustrant une insolation par shut
en région pour définir un masque triangulaire. Le
faisceau a une section sphérique et un profil
d’intensité gaussien [Raith 2004].
120
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
La dose, pour ce type d’insolation, est définie par l’équation suivante :
D=
I beam * Tdwell
s2
(4.17)
Avec :
D : Dose (µAs/cm²).
Ibeam : Courant du faisceau (µA)
Tdwell : Temps d’exposition d’un shut (s).
s: distance entre deux shuts (cm)
Les principaux facteurs influant sur la dose, et donc sur la résolution de la lithographie
électronique, sont principalement la tension d’accélération, le courant du filament et la distance
de travail [Jeol 1999]. Pour une résolution optimisée, on utilisera une forte tension d’accélération
(20<Vacc<30 kV), une faible taille de faisceau impliquant un faible courant de filament (8<I<10
pA) et une faible distance de travail entre le faisceau d’électrons et le support de l’échantillon (d=
9 mm).
3.3 Protocole de test
Le protocole utilisé, sensiblement différent de celui exposé au chapitre 3, consiste à
utiliser un échantillon non structuré, c'est-à-dire un échantillon non gravé.
Il commence par une enduction de 200 nm de PMMA suivi d’un recuit à 180°C. Après
introduction dans le bâti et réglage du MEB, les paramètres d’insolation sont ajustés (courant de
filament, temps d’exposition, grossissement…) pour obtenir la dose voulue. L’échantillon subit
alors l’étape de lithographie électronique. Après révélation du PMMA insolé, un dépôt de 50 nm
de chrome est effectué par effet Joule pour pouvoir observer le résultat au MEB. Pour réaliser
des lignes de largeur de 200 nm, nous avons utilisé le masque représenté sur la Figure 4.36.
25 µm
y
10 µm
x
1 µm
Figure 4.36 : Motif élémentaire utilisé pour la lithographie
électronique. Les lignes ont une largeur de 200 nm avec un
pas de 700 nm.
Ce masque est constitué de lignes et d’un carré d’un micron de côté pour tester le résultat
de la lithographie électronique dans les deux directions. Le masque correspond à une fenêtre de
travail de 25*10 µm².
121
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
3.4 Résultats
Nous avons démarré avec une dose de 300 µC/cm². Après avoir réglé les paramètres
d’insolation, on peut définir une matrice d’insolation permettant de répéter un motif élémentaire
avec la possibilité de faire varier la dose et de tester le raccord de champ.
3.4.1 Optimisation de la dose
Nous avons étudié l’influence de la dose imposée. Cette étude dont les résultats sont
illustrés sur les figures suivantes a montré qu’une dose de 300 µC/cm² pour une tension
d’accélération de 20 kV avec un courant de filament de 8 pA permettent d’obtenir un réseau bien
défini ayant des lignes à la largeur visée (200 nm).
1,2 µm
980 nm
211 nm
684 nm
680 nm
Figure 4.37 : Photo MEB du résultat de
l’insolation avec une dose de 300 µC/cm² pour
un grossissement de 10 000.
Figure 4.38 : Photo MEB du résultat de
l’insolation avec une dose de 300 µC/cm² pour
un grossissement de 19 000.
Les dimensions du motif élémentaire, après dépôt du chrome, sont respectées dans les
deux directions.
3.4.2 Paramètres critiques
3.4.2.1
Raccord de champ et fenêtre de travail
Ce paramètre est très important car le réseau doit être présent de part et d’autre du ruban
au moins sur une longueur de cavité, c'est-à-dire sur une distance de 500 à 1100 µm.
Pour tester le raccord de champ, nous avons utilisé un motif élémentaire que nous avons
répété en X et en Y. Le résultat du test est exposé sur la Figure 4.39.
Raccords de
champ
Motif
élémentaire
Figure 4.39 : Photo MEB montrant le résultat du test de raccord
de champ pour un grossissement de 600.
122
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
Comme on peut le constater sur cette figure, le raccord de champ avec notre système
n’est pas précis et on obtient des motifs décalés d’une distance de l’ordre de 3 µm. Cela s’explique
par le fait que la précision du raccord de champ est dépendante de la précision du déplacement
mécanique qui est de l’ordre du micromètre.
Une solution à ce problème est d’utiliser un motif élémentaire ayant une fenêtre de travail
de surface plus importante sans perte de résolution. Nous avons réalisé le test avec une fenêtre de
300*300 µm² et les motifs obtenus sont comparables à ceux obtenus avec une fenêtre de travail
de 25*10 µm².
3.4.2.2
Lift-off
Le lift-off est le processus permettant d’enlever la résine non insolée de l’échantillon pour
faire apparaitre le réseau métallique. Nous utilisons pour cela des bains de trichoéthylène et
d’acétone soumis à des ultrasons. Ce processus peut s’avérer délicat (cf. Figure 4.40).
Figure 4.40 : Photo MEB montrant un processus de lift-off pour
un grossissement de 4300.
Comme on peut le constater, tout le chrome n’est pas parti après le lift-off. Ceci peut être
dû au profil de la résine (lié à son épaisseur, à la dose utilisée et à la tension d’accélération) ne
permettant pas un dégagement facile du chrome déposé sur les parties non insolées.
Pour résumer, ces premiers essais de transfert technologique de la technologie DFB sont
encourageants. On arrive à obtenir des lignes de 200 nm de largeur avec une dose de 300 µC/cm²
et une tension d’accélération de 20 kV pour une fenêtre de travail de 300*300 µm².
Des efforts restent à fournir pour pouvoir réaliser des lignes moins larges (l=100 nm)
avec une plus grande fenêtre de travail (≈ 800*800 µm²) sachant que nous sommes proches, dans
ces conditions, des limites de l’appareil. D’autres tests pourraient être réalisés sur des structures
gravées pour étudier le résultat de la lithographie à la base des rubans et l’impact des effets de
bord. Enfin, l’influence de l’épaisseur du PMMA pourrait être étudiée.
123
Chapitre 4 : Performance des composants et transfert technologique
4 Conclusion
Dans ce chapitre, les résultats obtenus sur les lasers issus d’une technologie classique et
avec une technologie DFB ont été présentés. On obtient un fonctionnement en continu et à
température ambiante avec une émission au dessus de 2,6 µm avec les deux technologies.
En ce qui concerne la technologie classique, les composants laser présentent des seuils
bas et des températures caractéristiques similaires à celles obtenues à des longueurs d’onde
inférieures. On obtient un fonctionnement monofréquence par endroit avec une plage
d’accordabilité réduite due aux nombreux sauts de mode. Enfin, la couche d’arrêt introduite lors
de la croissance n’affecte pas l’ensemble des propriétés du composant et facilite grandement
l’étape de gravure. Avec la technologie DFB, les premiers résultats sont très encourageants. La
technologie DFB apporte des améliorations sur les propriétés spectrales avec un fonctionnement
monofréquence sur toute la gamme de courant et de température étudiée et une accordabilité de
1 nm en continu. Ces composants présentent ainsi les propriétés requises pour l’application
Enfin, les premiers résultats du transfert technologique de la technologie DFB au
laboratoire sont prometteurs. Nous avons obtenu un réseau composé de lignes de largeur de 200
nm. Des efforts restent à faire pour réduire cette largeur et appliquer localement cette technologie
sur des surfaces structurées en utilisant un champ plus grand.
124
Conclusion et perspectives
Conclusion et Perspectives
125
Conclusion et perspectives
126
Conclusion et perspectives
Au début de ce travail de thèse, les lasers à puits quantiques de type I, de la filière
antimoniure du laboratoire, présentaient une émission à une longueur d’onde maximum de 2,6
µm et n’avaient un comportement monofréquence que sous certaines conditions de température
et de courant pour une technologie à ruban large. Leur utilisation dans un système d’analyse de
gaz par spectroscopie d’absorption par diodes lasers accordables était donc délicate.
L’objet de cette thèse a été de développer de nouveaux procédés technologiques pour la
réalisation de diodes laser monofréquences (Δν≈ qqs MHz, SMSR>25 dB et Δλ≈1 nm),
émettant au dessus de 2,6 µm, afin de balayer spectralement les raies d’absorption de gaz comme
le dioxyde de carbone, la vapeur d’eau et leurs isotopes respectifs.
Après avoir présenté, dans le premier chapitre, les points essentiels des lasers à semiconducteurs sur substrat GaSb et de l’analyse de gaz, j’ai exposé, dans le second chapitre, les
étapes technologiques pour la réalisation de diodes lasers Fabry-Pérot au laboratoire. J’ai pu
apporter, dans cette partie, des améliorations au procédé existant essentiellement en ce qui
concerne l’étape de gravure du ruban laser.
Tout d’abord, une optimisation des paramètres de la gravure humide (profondeur, largeur
de ridge) a été réalisée et il est apparu que pour une longueur d’onde de 2,6 µm, une épaisseur de
cladding supérieur restante de 150 nm et une largeur de ridge de 5 µm sont les conditions
nécessaires pour favoriser un fonctionnement monomode dans la direction latérale.
Par ailleurs, une étude visant à solutionner le problème du contrôle de la profondeur de
gravure pour réaliser le ridge a été mise en œuvre. J’ai ainsi étudié et mis en évidence les avantages
apportés par une solution à base d’acide nitrique et fluorhydrique. D’autre part, j’ai étudié
l’impact de l’introduction d’une couche d’arrêt d’attaque chimique composée d’un super réseau
InAs/AlSb. Cette couche d’arrêt permet le contrôle de la profondeur de gravure et ne modifie
pas de façon significative les performances du laser.
127
Conclusion et perspectives
Les moyens pour obtenir une émission monomode dans la direction longitudinale ont été
étudiés, dans le chapitre 3, avec la mise en place de la technologie DFB à couplage latéral (LCDFB) sur nos composants. Elle consiste en l’introduction d’un réseau métallique latéral de part et
d’autre du ruban et permet de réaliser un filtrage fréquentiel des différents modes longitudinaux.
Apres avoir présenté le calcul du pas de réseau pour obtenir une émission laser à la longueur
d’onde visée (Λ=400 nm pour λ=2,6 µm), j’ai décrit les étapes de fabrication des lasers DFB que
j’ai réalisé en collaboration avec les chercheurs du LPN. J’ai notamment travaillé sur l’adaptation
des procédés mis au point sur InP aux matériaux antimoniures, adaptation qui fait l’originalité de
cette thèse.
Enfin, le dernier chapitre expose l’ensemble des résultats laser DFB et non DFB obtenus
au cours de ces trois années de recherche. On obtient un fonctionnement en continu et à
température ambiante avec une émission au dessus de 2,6 µm pour les deux technologies.
Pour la technologie classique, les composants laser présentent des propriétés électriques
similaires à celles obtenues pour des longueurs d’onde inférieures (Ith=75 mA, T0=44 K). En ce
qui concerne les propriétés spectrales, un fonctionnement monomode par endroit avec une
accordabilité réduite, due aux nombreux sauts de mode, est obtenu.
Les premiers résultats sur la technologie DFB mettent en évidence des améliorations
fondamentales sur les propriétés spectrales avec un fonctionnement monomode (SMSR>25 dB)
sur toute la gamme de courant et de température étudiée et une accordabilité en continu sur 1
nm. On obtient cependant des seuils plus élevés (Ith=100 mA) attribués aux pertes introduites par
le réseau métallique et une émission laser avec des sauts de mode dans l’émission laser. Ces sauts
de modes pourraient disparaitre en s’assurant que la longueur de Bragg correspond exactement au
maximum de la courbe de gain de nos structures et que le pas du réseau est uniforme sur toute la
longueur de cavité.
Enfin, les premiers résultats du transfert technologique de la technologie DFB au
laboratoire sont encourageants avec l’obtention des réseaux composés de lignes bien définies.
Celles-ci ont, toutefois, une largeur encore trop importante (200 nm) pour pouvoir être utilisées.
Un état de l’art à la fin de ce travail de thèse est présenté, dans ce qui suit, pour les lasers
monofréquences entre 2 et 3 µm.
Technologies
DFB
λ (µm)
2,3 µm
Tmax
Ith
SMSR
(K)
(mA)
(dB)
350 (cw)
43
128
35
Matériaux
GaInAsSb
(GaSb)
Equipes
IES (Nanoplus
GmbH)
[Salhi 2006]
Conclusion et perspectives
2,55 µm
2,65 µm
2,74 µm
2, 84 µm
VCSEL
2,3 µm (EP)
350 (cw)
350
(cw)
350 (cw)
350 (cw)
315 (cw)
VECSELs
2,33 µm (OP)
300 (cw)
Cavité externe
2,3 µm
300 (cw)
60
32
100
25
50
35
75
12
60
26
20
GaInAsSb
(GaSb)
Université de
Würzburg
[Rößner 2005]
GaInAsSb
IES
(GaSb)
[Barat 2007b]
GaInAsSb
(GaSb)
GaInAsSb
(GaSb)
AlGaInAs
(InP)
Nanoplus GmbH
Université de
Würzburg
[Hummer 2006]
Walter Schottky
Institut
[Boehm 2007]
GaInAsSb
Fraunhofer Freiburg
(GaSb)
[Schulz 2006]
GaInAsSb
Fraunhofer Freiburg
(GaSb)
[Geerlings 2006]
Tableau 1 : Etat de l’art des lasers à semi-conducteurs III-V monofréquences pour une émission
entre 2 et 3 µm
Quelle que soit la technologie employée, les composants présentés dans ce tableau
fonctionnent en continu et à température ambiante pour un fonctionnement monofréquence
(SMSR>20 dB) et des courants de seuils relativement bas.
Plusieurs résultats ont été obtenus à une longueur d’onde autour de 2,3 µm toutes
technologies confondues mais ces trois années ont montré de gros progrès sur les composants
laser DFB.
En effet, au début de cette thèse, l’émission maximale pour les lasers DFB à couplage
latéral (LC-DFB) était de 2,3 µm. Les équipes de l’université de Würzburg et de l’entreprise
Nanoplus ont obtenu des composants fonctionnant à des longueurs d’onde proches de 3 µm
pour des caractéristiques électriques et spectrales honorables (Ith<80 mA, SMSR>25 dB).
D’un autre coté, en ce qui concerne ce travail de thèse, on peut constater que les résultats
obtenus sont très bons avec une longueur d’onde autour de 2,65 µm pour un fonctionnement
monofréquence (SMSR > 25 dB) avec par contre des seuils élévés (Ith=100 mA).
Ce travail de thèse a permis d’apporter des améliorations notables aux procédés
technologiques mais aussi en termes de résultats lasers pour le laboratoire. Des efforts restent à
faire au niveau du transfert technologique pour réduire la largeur du réseau et appliquer
localement cette technologie sur des surfaces structurées. D’autre part, d’autres technologies
129
Conclusion et perspectives
pourraient être adaptées à nos matériaux pour rendre l’émission monofréquence et largement
accordable comme les lasers DFB à cavités couplées à double réseaux ou les lasers à cristaux
photoniques.
130
Bibliographie
131
132
A.
[Abare 1999]
A.C. Abare, M. Hansen, J.S. Speck, S.P. DenBaars and L.A. Coldren
Electrically pumped distributed feedback nitride lasers employing embedded dielectric gratings
Electronics Letters, 35 (18), p. 1559, 1999
[Agrawal 1985]
G.P. Agrawal and N.K. Dutta
Analysis of ridge-waveguide distributed feedback lasers
IEEE Journal of Quantum Electronics, 21 (6), p. 534, 1985
[Amann 1998]
Amann M. C.and J. Buus.
Tunable laser diodes.
Edition Artech house, 1998.
[Angellier 2006]
J. Angellier
Elaboration et analyse de diodes laser émettant entre 2,3 µm et 3,1 µm
Thèse, Université Montpellier 2, 2006.
B.
[Baranov 1986]
A.N. Baranov, A.M. Litvak and Yu.P. Yakovlev
Etchant for treatment of the GaSb-Based semiconductor materials
USSR patent n° 1396861, 1986
[Baranov 1998]
A.N. Baranov, Y. Rouillard, G. Boissier, P. Grech, S. Gaillard and C. Alibert
Sb-based monolithic VCSEL operating near 2.2 µm at room temperature
Electronics Letters 34 (3), p. 281, 1998
[Barat 2007a]
D. Barat, J. Angellier, A. Vicet and Y. Rouillard
Antimonide-based lasers and DFB laser diodes in the 2-2.7 µm wavelength range for absorption spectroscopy
Soumis à Applied Physics B: Lasers and Optics
[Barat 2007b]
D. Barat, J. Angellier, A. Vicet, Y. Rouillard L. Le Gratiet, S. Guilet, A. Martinez and A. Ramdane
Antimonide-based DFB lasers emitting above 2.6 µm
Soumis à Electronics Letters
133
[Basov 1960]
N.G. Basov, B.M. Vul and Y.M. Popov
Quantum-mechanical semiconductor generators and amplifiers of electromagnetic oscillations
Soviet Physics JETP-USSR 10 (2), p.16, 1960
[Bastard 1990]
G. Bastard
Wave mechanics applied to semiconductor heterostructures
Les éditions de physique, p.18, 1990
[Bernard 1961]
M.G. Bernard and G. Duraffourg
Laser conditions in semiconductors
Physica Status Solidi 1 (7), p. 699, 1961
[Bewley 1998]
W.W. Bewley, C.L. Felix, I. Vurgaftman, E.H. Aifer, J.R. Meyer, L. Goldberg, J.F. Lindle, P.H. Chow and E. Selvig
Continuous-wave mid-infrared VCSEL's
IEEE Photonics Technology Letters 10 (5), p. 660, 1998
[Bleuel 2001]
T. Bleuel, M. Muller and A. Forchel
2 µm GaInSb-AlGaAsSb distributed-feedback lasers
IEEE Photonics Technology Letters 13 (6), p. 553, 2001
[Boehm 2003]
G. Boehm, M. Ortsiefer, R. Shau, J. Rosskopf, C. Lauer, M. Maute, F. Kohler, F. Mederer, R. Meyer and M.C.
Amann
InP-based VCSEL technology covering the wavelength range from 1.3 to 2.0 µm
Journal of Crystal Growth 251 (1-4), p. 748, 2003
[Boehm 2007]
G. Boehm, M. Grau, O. Dier, K. Windhorn, E. Roenneberg, J. Rosskopf, R. Shau, R. Meyer, M. Ortsiefer and M.C.
Amann
Growth of InAs-containing quantum wells for InP-based VCSELs emitting at 2.3 μm
Journal of Crystal Growth 301-302, p. 941, 2007
[Botez 1978]
Dan botez, Michael Ettenberg,
Beamwidth approximations for the fundamental mode in symmetric double-heterojunction lasers.
IEEE Journal of Quantum Electronics 14 (11), p. 827, 1978.
134
C.
[Cao 1992]
H.L. Cao, Y. Luo, Y. Nakano, K. Tada, M. Dobashi and H. Hosomatsu
Optimization of grating duty factor in Gain-coupled DFB lasers with absorptive grating - analysis and fabrication
IEEE Photonics Technology Letters 4 (10), p. 1099, 1992
[Carroll 1998]
J. Carroll, J. Whiteaway and D. Plumb
Distributed feedback semiconductor lasers
IEE Circuits devices and systems series 10, SPI Press, p.26, 1998
[Cerutti 2004a]
L. Cerutti, A. Garnache, A. Ouvrard, M. Garcia, E. Cerda and F. Genty
2.36 µm diode pumped VCSEL operating at room temperature in continuous wave with circular TEM00 output beam
Electronics Letters 40 (14), p. 869, 2004
[Cerutti 2004b]
L. Cerutti, A. Garnache, A. Ouvrard and F. Genty
High temperature continuous wave operation of Sb-based vertical external cavity surface emitting laser near 2.3 µm
Journal of Crystal Growth 268 (1-2), p. 128, 2004
[Chen 2000a]
H.Y. Chen
Inductively coupled plasma etching of InP
Thèse, Université de Toronto, 2000.
[Chen 2000b]
N. Chen, Y. Watanabe, K. Takei and K. Chikuma
InGaAsP/InP laterally coupled distributed feedback ridge laser
Japanese Journal of Applied Physics Part 1-Regular Papers Short Notes & Review Papers 39 (3B), p. 1508, 2000
[Chernyuk 2003]
O. S. Chernyuk , V. N. Tomashik , V. I. Grytsiv , Z. F. Tomashik and V. M. Kashpor
Chemical dissolution of gallium antimonide in the HNO3-HCl-CH3COOH solutions
Proceedings of International Conference on Material Science and Material Properties for Infrared Optoelectronics,
5065, p. 246, 2003, Ukraine.
[Choi 1992]
H.K. Choi and S.J. Eglash
High-power multiple-quantum-well GaInAsSb/AlGaAsSb diode lasers emitting at 2.1 µm with low threshold current density
Applied Physics Letters, 61(10), p. 1154, 1992
135
[Choi 1993]
W.Y. Choi, T.P.E. Broekaert and C.G. Fonstad
MBE-grown InGaAlAs 1.5 µm MQW ridge-wave-guide laser-diodes with AlAs etch stop layers
Electronics Letters 29 (5), p. 483, 1993
[Choi 1996]
W.Y. Choi, J.C. Chen and C.G. Fonstad
Evaluation of coupling coefficients for laterally-coupled distributed feedback lasers
Japanese Journal of Applied Physics Part 1-Regular Papers Short Notes & Review Papers 35 (9A), p. 4654, 1996
[Cich 2003]
M. J. Cich, J. A. Johnson, G. M. Peake, and O. B. Spahn
Crystallographic dependence of the lateral undercut wet etching rate of InGaP in HCl
Applied Physics Letters Vol. 82 (4), p.651, 2003
[Coldren 1995]
L. A. Coldren and S.W. Corzine
Diode lasers and Photonic Integrated Circuits
Wiley –Interscience publication, Kai Chang Editor, p.276, 1995
D.
[Das 2004]
P.K. Das, M. Uemukai, T. Suhara
InGaAs/AlGaAs quantum well laterally-coupled distributed feedback laser
Japanese Journal of Applied Physics Part 1-Regular Papers Short Notes & Review Papers 43 (5A), p. 2549, 2004
[Dier 2004]
O. Dier, C. Lin, M. Grau and M.C. Amann.
Selective and non-selective wet-chemical etchants for GaSb-based materials,
Semiconductor Science Technology 19 (11), p.1252, 2004
[Digneton 2006]
M. Digneton
Caractérisation de diodes lasers DFB émettant à 2,6 µm pour l’analyse de gaz
Rapport de stage, 2006
[Dupuis 1978]
R.D. Dupuis, P.D. Dapkus, N.Jr. Holonyak, E.A. Rezek and R. Chin
Room temperature operation of quantum-well Ga1-xAlxAs-GaAs laser diodes grown by metalorganic chemical vapor deposition
Applied Physics Letters, 32 (5), p. 295, 1978
[Durry 2004]
G. Durry
136
TDLAS – a diode laser sensor for the in situ monitoring of H2O and CO2 isotopes
Notes du pôle de planétologie (Institut Pierre Simon Laplace), 7, p. 6, 2004
F.
[Faist 1999]
J. Faist, F. Capasso, D.L. Sivco, A.L. Hutchinson, S.N.G. Chu and A.Y. Cho
Short wavelength (lambda similar to 3.4 µm) quantum cascade laser based on strained compensated InGaAs/AlInAs
Applied Physics Letters 72 (6), p. 680, 1998
[Fuller 2004]
L. Fuller
Wet etch for microelectronics
http://www.rit.edu/~lffeee/wet_etch.pdf
G.
[Garidel 2004]
S. Garidel
Fabrication de réseaux de Bragg particuliers par lithographie électronique: Application à la réalisation de dispositifs photoniques et
optoélectroniques sur matériaux de la filière InP
Thèse, Université de Lille, 2004
[Garnache 2006]
A. Garnache, A. Ouvrard, L. Cerutti, D. Barat, A. Vicet, F. Genty, Y. Rouillard, D. Romanini and E. A. CerdaMendez
2-2.7µm single frequency tunable Sb-based lasers operating in CW at RT: microcavity and external cavity VCSELs, DFB
Proceedings of SPIE, , Semiconductor Lasers and Laser Dynamics II, vol. 6184, 2006
[Gatzke 1998]
C. Gatzke, S.J. Webb, K. Fobelets and R.A. Stradling.
In situ Raman spectroscopy of the selective etching of antimonides in GaSb/AlSb/InAs heterostructures,
Semiconductor Science and Technology 13(4), p 402, 1998
[Geerlings 2006]
E. Geerlings, M. Rattunde, J. Schmitz, G. Kaufel, H. Zappe and J. Wagner
Widely tunable GaSb-based external cavity diode laser emitting around 2.3 µm
IEEE Photonics Technology Letters 18 (17-20), p. 1913, 2006
[Gollub 2002]
D. Gollub, M. Fischer, M. Kamp and A. Forchel
1.3 µm continuous-wave GaInNAs/GaAs distributed feedback laser diodes
Applied Physics Letters 81 (23), p. 4330, 2002
137
H.
[Hall 1962]
R.N. Hall, R.O. Carlson, T.J. Soltys, G.E. Fenner and J.D. Kingsley
Coherent light emission from GaAs junctions
Physical Review Letters 9 (9), p. 366, 1962
[Horie 1999]
H. Horie, S. Nagao, K. Shimoyama and T. Fujimori
Weakly index guided buried-stripe type 980 nm laser diodes grown by a combination of gas source molecular beam epitaxy and
metalorganic vapor phase epitaxy with an AlGaAs/InGaP/GaAs double etch stop structure
Japanese Journal of Applied Physics PART 1-Regular Papers Short Notes & Review Papers 38 (10), p. 5888, 1999
[Hummer 2004]
M. Hummer, K. Rossner, A. Benkert and A. Forchel
GaInAsSb-AlGaAsSb distributed feedback lasers emitting near 2.4 µm
IEEE Photonics Technology Letters 16 (2), p. 380, 2004
[Hummer 2006]
M. Hummer, K. Rossner, T. Lehnhardt, M. Muller, A. Forchel, R. Werner, M. Fischer and J. Koeth
Long wavelength GaInAsSb-AlGaAsSb distributed-feedback lasers emitting at 2.84 µm
Electronics Letters 42 (10), p. 583, 2006
J.
[Jacobs 2004]
U.H. Jacobs, K. Scholle, E. Heumann, G. Huber, M. Rattunde and J. Wagner
Room-temperature external cavity GaSb-based diode laser around 2.13 µm
Applied Physics Letters 85 (24), p. 5825, 2004
[Jacquet 1992]
J. Jacquet
Contribution à l’étude de lasers à semi-conducteurs multisections émettant à 1,5 µm accordables en longueur d’onde.
Thèse, Ecole nationale supérieure des télécommunications, 1992.
[Jeol 1999]
A Guide to Scanning Microscope Observation.
Jeol, 1999
K.
[Kadhim 1998]
N. J. Kadhim, S. H. Laurie and D. Mukherjee
138
Chemical Etching of group III-V semiconductors,
Journal of chemical education 75 (7), p.840, 1998
[Kamp 1999]
M. Kamp, J. Hofmann, A. Forchel , F. Schäfer and J.P. Reithmaier
Low-threshold high-quantum-efficiency laterally gain-coupled InGaAs/AlGaAs distributed feedback lasers.
Applied Physics Letters 74 (4), p.483, 1999
[Kamp 2001]
M. Kamp, J. Hofmann, F. Schäfer, M. Reinhard, M. Fischer, T. Bleuel, J.P. Reithmaier and A. Forchel
Lateral coupling- a material independent way to complex coupled DFB lasers
Optical Materials 17 (1-2), p.19, 2001
[Kapon 1982]
E. Kapon, A. Hardy and A. Katzir
The effect of complex coupling-coefficients on distributed feedback lasers
IEEE Journal of Quantum Electronics 18 (1), p.66, 1982
[Kelly 1988]
J. Kelly, J.E.A.M. van der Meerakker, P.H.L. Notten and R.P. Tijburg.
Wet-chemical etching of III-V semiconductors,
Philips Technical Review 44 (3), p.62, 1988
[Kogelnik 1969]
H. Kogelnik
Coupled Wave Theory for Thick Hologram Gratings
Bell System Technical Journal 48(9), p. 2909, 1969
[Kogelnik 1971]
H. Kogelnik and C.V. Shank
Stimulated emission in a periodic structure
Applied Physics Letters 18 (4), p. 152, 1971
[Kogelnik 1972]
H. Kogelnik and C.V. Shank
Coupled-wave theory of distributed feedback lasers
Journal of applied physics 43(5), p. 2327, 1972
[Kudo 1993]
K. Kudo, S. Arai and J.I Sim
Linewidth reduction of DSM lasers due to effects of composite cavity and distributed reflectors
IEEE Journal of Quantum Electronics 29(6), p.1769, 1993
139
L.
[Lang 1992]
R.G. Lang, S. Forouhar, R.C. Tiberio and G.A. Porkolab
Laterally coupled distributed feedback lasers
NASA Tech Briefs, 11, p. 24, 1992
[Lazzari 1993]
J.L. Lazzari
Etude des hétérostructures GaInAsSb/GaSb et GaAlAsSb/GaSb,
Thèse, Université de Montpellier 2, 1993
[Legge 1999]
M Legge, G. Bacher, A. Forchel, M. Klude, M. Fehrer and D. Hommel
Green emitting DFB laser diodes based on ZnSe
Electronics Letters 35 (9), p. 718, 1999
[Liau 1985]
Z.L. Liau, D.C. Flanders, J.N. Walpole and N.L. DeMeo
A novel GaInAsP/InP distributed feedback laser
Applied Physic Letters 46 (3), p.221, 1985
[Liew 1995]
S.K.C. Liew
Above-threshold analysis of loss-coupled DFB lasers: Threshold current and power efficiency
IEEE Photonics Technology Letters 7 (12), p.1400, 1995
[Lin 2004]
C. Lin, M. Grau, O. Dier and M.-C. Amann
Low threshold room-temperature continuous-wave operation of 2.24–3.04 µm GaInAsSb/AlGaAsSb quantum-well lasers
Applied Physics Letters 84(25), p. 21, 2004
M.
[Maiman 1960]
T. Maiman
Stimulated optical radiation in ruby
Nature 187 (4736), p. 493, 1960.
[Martin 1994]
R. D. Martin, S. Forouhar, S. Keo, R. J. Lang, R. G. Hunsperger, R. Tiberio and P.F. Chapman
InGaAs-GaAs-AlGaAs laterally-coupled distributed feedback (LC-DFB) ridge laser diode
140
Electronics Letters 30(13), p.1058, 1994
[Martin 1995]
R. D. Martin, S. Forouhar, S. Keo, R. J. Lang, R. G. Hunsperger, R. Tiberio and P.F. Chapman
Cw performance of an InGaAs-GaAs-AlGaAs laterally-coupled distributed-feedback (LC-DFB) ridge laser-diode
IEEE Photonics Technology Letters 7 (3), p. 244, 1995
[Mileham 1997]
J.R. Mileham,J.W. Lee, E.S. Lambers and S.J. Pearton
Dry etching of GaSb and InSb in CH4/H-2/Ar
Semiconductor Science and Technology 12 (3), p. 338, 1997
[Miller 1992]
L.M. Miller, K.J. Beernink, J.T. Verdeyen, J.J. Coleman, J.S. Hughes, G.M. Smith, J. Honig and T.M. Cockerill
Characterization of an InGaAs-GaAs-AlGaAs strained-layer distributed-feedback ridge-waveguide quantum-well heterostructure laser
IEEE Photonics Technology Letters 4(4), p. 296, 1992
[Milnes 1993]
A.G. Milnes and A.Y. Polyakov.
Gallium Antimonide device related properties,
Review, Solid state electronics 36(6), 1993
[Mohou 1990]
M. Mohou
Caractérisation optique de doubles hétérostructures laser GaAlAsSb/GaInAsSb/GaAlAsSb
Thèse, Université Montpellier 2, 1990.
[Muller 2001]
M. Muller, M. Kamp, A. Forchel and J.L. Gentner
Wide-range-tunable laterally coupled distributed feedback lasers based on InGaAsP-InP
Applied Physics Letters 79 (17), p. 2684, 2001
N.
[Nieto 2005]
J. Nieto
Réalisation et étude de photodétecteurs à GaInAsSb pour application à l’analyse de gaz
Thèse, Université Montpellier 2, 2005.
O.
[Osowski 1997]
M.L. Osowski, J.S. Hughes, R.M. Lammert and J.J. Coleman
141
An asymmetric cladding gain-coupled DFB laser with oxide defined metal surface grating by MOCVD,
IEEE Photonics Technology Letters 9 (11), p. 1460, 1997
P.
[Palik 1985]
E.D. Palik
Handbook of optical constants of solids
Edition Academic Press, p.487
[Pankove 1968]
J.I. Pankove
Temperature dependence of emission efficiency and lasing threshold in laser diodes,
IEEE Journal of Quantum Electronics 4(4), p. 119, 1968.
[Pearton 1990]
S.J. Pearton, U.K. Chakrabarti, W.S. Hobson and A.P. Kinsella
Reactive ion etching of GaAs, AlGaAs, and GaSb in Cl2 and SiCl4
Journal of Vacuum Science & Technology B 8 (4), p. 607, 1990
R.
[Raith 2004]
Documentation technique
Raith, 2004
[Rax 2005]
J.M. Rax
Physique des plasmas
Edition Dunod, 2005
[Rennon 2000]
S. Rennon, L. Bach, J.P. Reithmaier, A. Forchel, J.L. Gentner and L. Goldstein
High-frequency properties of 1.55 µm laterally complex coupled distributed feedback lasers fabricated by focused-ion-beam lithography
Applied Physics Letters 77 (3), p. 325, 2000
[Robadey 1997]
J. Robadey, D. Martin, M. Glick, P.C. Silva, P.-H. Jouneau, U. Marti and F.K. Reinhart
Gain coupled DFB lasers with active layer grown on a corrugated substrate by molecular beam epitaxy
Electronics Letters 33(4), p. 297, 1997
[Rosencher 1998a]
E. Rosencher and B. Vinter
142
Optoélectronique
Edition Masson, p. 320-328, 1998
[Rosencher 1998b]
E. Rosencher and B. Vinter
Optoélectronique
Edition Masson, p. 292, 1998
[Rosencher 2002]
E. Rosencher and B. Vinter
Optoélectronique
Edition Dunod, p. 124, 2002
[Rosier 1990]
B. Rosier
Spectres synthétiques, calcul des spectres.
ONERA, 1990
[Rößner 2005]
K. Rossner, M. Hummer, A. Benkert and A. Forchel
Long-wavelength GaInAsSb/AlGaAsSb DFB lasers emitting near 2.6 µm
Physica E-Low-Dimensional Systems & Nanostructures 30 (1-2), p. 159, 2005
[Rothman 2005]
L.S. Rothman, D. Jacquemart, A. Barbe, D. Chris Benner, M. Birk, L.R. Brown, M.R. Carleer , C . Chackerian , K.
Chance, L.H. Coudert, V. Dana, V.M. Devi, J.-M. Flaud, R.R. Gamache, A. Goldman, J.M. Hartmann , K.W. Jucks,
A.G. Maki, J.-Y. Mandin, S.T. Massie, J. Orphal, A. Perrin, C.P. Rinsland, M.A.H. Smith, J. Tennyson, R.N.
Tolchenov, R.A. Toth, J.Vander Auwera, P. Varanasi and G. Wagner
The HITRAN 2004 molecular spectroscopic database
Journal of Quantitative Spectroscopy & Radiative Transfer 96 (2), p. 139, 2005
[Rouillard 2005]
Y. Rouillard, J. Angellier, A. Salhi, P. Grech and F. Chevrier
GaInAsSb/AlGaAsSb laser diodes for the 2-3 µm range
Proceedings of SPIE, 5738, p. 120, 2005
[Roux 1999]
C. Roux, E. Hadji and J.L. Pautrat
2.6 µm optically pumped vertical-cavity surface-emitting laser in the CdHgTe system
Applied Physics Letters 75 (24), p. 3763, 1999
S.
[Salhi 2004]
143
A. Salhi
Elaboration par EJM et optimisation de diodes laser à base de GaSb pour des applications de puissance et de spectroscopie dans le moyen
infrarouge
Thèse, Université Montpellier 2, 2004
[Salhi 2006]
A. Salhi, D. Barat, D. Romanini, Y. Rouillard, A. Ouvrard, R. Werner, J. Seufert, J. Koeth, A. Vicet and A. Garnache
Single-frequency Sb-based distributed-feedback lasers emitting at 2.3 µm above room temperature for application in tunable diode laser
absorption spectroscopy
Applied Optics 45 (20), p. 4957, 2006
[Salzenstein 1996]
P. Salzenstein
Technologie des composants à hétérostructures pour les têtes de réception aux longueurs d’onde millimétriques
Thèse, Université des sciences et technologies de Lille, 1996
[Schreiner 2003]
R. Schreiner and H. Schweizer
High-frequency operation of 1.57 µm laterally coupled distributed feedback lasers with self-aligned ohmic contacts and nickel surface
gratings
IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics 9 (5), p. 1179, 2003
[Schulz 2006]
N. Schulz, A. Rattunde, C. Manz, K. Kohler, C. Wild, J. Wagner, S.S. Beyertt, U. Brauch, T. Kubler and A. Giesen
Optically pumped GaSb-based VECSEL emitting 0.6 W at 2.3 µm
IEEE Photonics Technology Letters 18 (9-12), p. 1070, 2006
[Schweizer 2002]
H. Schweizer, H. Grabeldinger, V. Dumitru, M. Jetter, S. Bader, G. Bruderl, A. Weimar, A. Lell and V. Harle
Laterally coupled InGaN/GaN DFB laser diodes
Physica Status Solidi A-Applied Research 192 (2), p. 301, 2002
[Sin 2001]
Y.K. Sin, Y. Qiu, R.E. Muller and S. Forouhar
Laterally coupled InGaAsP/InP distributed feedback lasers at 1.5 µm for chemical sensing applications
Electronics Letters 37 (9), p. 567, 2001
[Sobel 2001]
F. Sobel
Effet laser à contre réaction répartie (DFB) excité par voie optique dans les films minces polymères
Thèse, Université d’Angers, 2001
144
T.
[Tiberio 1995]
R.C. Tiberio, P.F. Chapman, J.P. Drumheller, R.D. Martin, S. Forouhar and R.J. Lang
Laterally-coupled distributed-feedback laser fabricated with electron-beam lithography and chemically assisted ion-beam etching
Microelectronic Engineering 27 (1-4), p. 67, 1995
V.
[Vicet 2000]
A. Vicet, J.C. Nicolas, F. Genty, Y. Rouillard, E.M. Skouri, A.N. Baranov and C. Alibert
Room temperature GaInAsSb/GaSb quantum well laser for tunable diode laser absorption spectroscopy around 2.35 µm
IEE Proceedings-Optoelectronics 147 (3), p. 172, 2000
[Vicet 2001]
A. Vicet
Etude et réalisation d’un analyseur multigaz à diodes lasers accordables.
Thèse, Université Montpellier 2, 2001.
[Vicet 2003]
A. Vicet, D.A. Yarekha, A. Ouvrard, R. Teissier, C. Alibert and A.N. Baranov
Tunability of antimonide-based semiconductor lasers diodes and experimental evaluation of the thermal resistance
IEE Proceedings-Optoelectronics 150 (4), p. 310, 2003
W.
[Watanabe 1998]
Y. Watanabe, N. Chen, K. Takei, K. Chikuma, N. Futakuchi and Y. Nakano
Laterally coupled strained MQW ridge waveguide distributed-feedback laser diode fabricated by wet-dry hybrid etching process
IEEE Photonics Technology Letters 10 (12), p. 1688, 1998
[Werle 2002]
P. Werle, F. Slemr, K. Maurer, R. Kormann, R. Mücke and B. Jänker
Near- and mid-infrared laser-optical sensors for gas analysis.
Optics and Lasers in Engineering 37(2-3) , p.101, 2002
[Weyher 1983]
J. Weyher and J. Vandeven
Selective etching and photoetching of (100) gallium-arsenide in CrO3-HF aqueous-solutions .1. influence of composition on etching
behavior
Journal of Crystal Growth 63 (2), p. 285, 1983
[Willems 1991]
145
J. Willems, K. David, G. Morthier and R. Baets
Filter characteristics of DBR amplifier with index and gain coupling
Electronics Letters 27 (10), p. 831, 1991.
[Wong 1993]
V.V. Wong, W.Y. Choi, J.M. Carter, C.G. Fonstad, H.I. Smith, Y. Chung and N. Dagli
Ridge-wave-guide sidewall-grating distributed-feedback structures fabricated by x-ray-lithography
Journal of Vacuum Science & Technology B 11 (6), p. 2621, 1993
Y.
[Yariv 1973]
A. Yariv
Coupled-mode theory for guided-wave optics.
IEEE Journal of Quantum Electronics 9(9), p. 919, 1993
146
Résumé
Cette thèse porte sur l’étude et le développement de diodes laser à semi-conducteurs
monofréquences émettant à une longueur d’onde de 2,6 µm. Afin de pouvoir analyser la vapeur d’eau
et le dioxyde de carbone par spectroscopie d’absorption par diodes laser accordables, les composants
laser doivent présenter une émission monomode dans les directions transverse, latérale et
longitudinale. Les lasers, fabriqués au laboratoire, présentaient au début de cette thèse un
fonctionnement monofréquence à 2,6 µm que sous certaines conditions de température et de courant.
Ce manuscrit met l’accent sur les améliorations apportées à la fabrication des diodes laser.
Apres avoir décrit dans une première partie le principe et les propriétés des lasers à
antimoniures et de la méthode d’analyse de gaz, le second chapitre expose l’optimisation des
paramètres technologiques dans le but d’obtenir une émission monomode latérale et transverse.
L’amélioration de l’étape de gravure y est présentée avec l’étude d’autres solutions d’attaque et la
mise en place d’une couche d’arrêt.
La mise au point de la technologie DFB à couplage latéral permettant d’obtenir une émission
monomode longitudinale est présentée dans le troisième chapitre. Cette technique, adaptée sur GaSb
au cours de cette thèse, consiste pour l’essentiel à déposer de part et d’autre du ruban laser un
réseau de Bragg métallique qui joue le rôle d’un filtre fréquentiel.
La dernière partie expose l’ensemble des résultats sur les composants laser. Les composants
à ruban étroit présentent une émission au dessus de 2,6 µm pour un fonctionnement en continu et à
température ambiante. La technologie DFB apporte des améliorations notables sur les propriétés
d’émission des composants.
Ce travail a permis d’une part d’obtenir des composants lasers présentant les propriétés
requises par l’application et d’autre part de faire acquérir au laboratoire un savoir-faire technologique
riche en perspectives pour l’avenir.
Abstract
This work deals with the study and development of single-frequency semiconductor laser
diodes emitting at 2.6 µm. In order to analyze carbon dioxide and water vapor by tunable diode
absorption spectroscopy, the components must present a single mode emission in lateral, transverse
and longitudinal directions. Laser diodes, made at the laboratory, had before this work a single modeemission only under certain conditions of temperature and current.
The first part of this thesis explains the principle and properties of antimonide-based laser
diodes and presents the gas sensing method.
The second part shows the improvements of technological steps necessary to achieve a
single-mode emission in the lateral and transverse direction. As far as the etching step is concerned, a
study of other etching solutions and a setting up of a stop layer is presented.
The lateral-coupling DFB technology is exposed in the third part. It permits to obtain a singlemode emission in the longitudinal direction. This technique has been adapted to our materials during
this work and consists in realizing a metallic Bragg grating on each side of the laser ridge.
The last part shows results of the components with classical and DFB technologies. We have
obtained laser diodes emitting at 2.6 µm in continuous wave regime at room temperature. The DFB
technology leads to sensible improvements on the emission of these components making them well
adapted for gas sensing.
This work has led to obtain laser diodes with good electrical and optical properties for carbon
dioxide and water vapor analysis. It has allowed gaining an experience in a novel technology with
excellent future prospects.
Mots clés
Lasers à semi-conducteurs
Technologie DFB
Spectroscopie d’absorption
infrarouge
_______________________________________________________________________
IES - UMR CNRS 5214
"Composants à nanostructures pour moyen infra-rouge" (NANOMIR)
Université Montpellier 2, Cc 067 - F-34095 Montpellier cedex 5.

1233170

1228974

1232499

1231055

1229164

1232989

1226046

1231411

1228327

1231571